G1azul-F740B-espec-at-e-molec-pdf-notes-201709271119

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1 
 
Espectroscopia Atômica e Molecular 
 
Henrique Brolezi Nunciaroni (155715) e Vinicius Colombo de Oliveira (118904) 
 
Henrique.bn@outlook.com e colombo.vinicius@gmail.com 
Instituto de Fisica “Gleb Wataghin” – UNICAMP 
 
31 de agosto de 2017 
Resumo 
Para este experimento, foram obtidos os espectros das respectivas lâmpadas: Argônio (Ar), Mercúrio 
(Hg), Dióxido de Carbono (CO2), Hélio (He), Hidrogênio (H), Neônio (Ne), Sódio (Na), Vapor de Água (H2O), 
além de coletarmos os espectros de diversos LEDs e o espectro do Sol. Através dos dados coletados, pudemos 
analisar os picos de emissões correspondentes aos níveis de energia de cada átomo e comparar com os 
espectros de emissão moleculares. Com o espectro do hidrogênio, usando a série de Balmer, foi possível 
calcular a constante de Rydberg ( ) 
 e com o espectro da lâmpada 
incandescente verificamos a Lei de Wien e determinamos sua constante ( ) . Por 
fim foi estimada a temperatura superficial do Sol a partir de seu espectro e encontrado um valor de 
 ( ) . 
. 
 
 
I. Introdução 
Sir Isaac Newton em 1666 mostrou que a luz 
do sol podia ser dispersa em séries contínuas de 
cores. Foi o próprio Newton que introduziu a palavra 
“espectro” para descrever esse fenômeno. O 
experimento usado era composto de uma pequena 
fenda para selecionar um feixe de luz branca, uma 
lente para colimar e um prisma de vidro para 
dispersar a luz. O resultado era um espectro de cores 
fundamentais projetado em uma tela. 
Após alguns séculos, em 1814, o fabricante de 
instrumentos de vidro Joseph Fraunhofer observou 
que ao difratar a luz do sol em um prisma, é possível 
ver um grande número de linhas escuras finas. 
Fraunhofer não pode explicar tal fenômeno naquela 
época, já que se trata de um fenômeno quântico. Hoje 
essas linhas são chamadas de linhas de Fraunhofer e 
são as linhas do espectro de absorção de um 
determinado elemento. 
Gustav Robert Kirchhoff, em 1859, mostrou 
que cada elemento ou composto químico possui seu 
próprio espectro, o que permitiu realizar estudos 
astrofísicos de composição química de astros [1]. 
Kirchoff então enunciou suas três leis da 
espectroscopia: 1) um objeto sólido emite luz com um 
espectro contínuo; 2) um gás tênue emite com linhas 
espectrais discretas; 3) um objeto sólido imerso em 
um gás tênue frio emite com um espectro quase-
contínuo, existindo gaps entre as linhas. Estas leis, por 
serem anteriores à mecânica quântica, não 
consideram a existência de níveis de energia, que 
justificam o espectro discreto do gás e os gaps no 
espectro de um sólido mergulhado em um gás frio [1]. 
 
II. Detalhes experimentais 
 
Os equipamentos utilizados neste 
experimento foram: 
 
- detector CCD da Ocean Optics 
- fibra óptica 
- lâmpadas de H, Ar, vapor de H2O, Hg, CO2, He, Ne 
- lâmpada incandescente 
- LED de diversas cores e de tela de computador 
- espelho para a captura do espectro solar 
- amperímetro 
- voltímetro 
- fonte de tensão 
- software OOIBase32 
 
A montagem deste experimento é a mesma 
durante todo o processo de captura dos espectros das 
diversas lâmpadas. O software permite a captura dos 
espectros através de uma fibra ótica que conduz a luz 
mailto:Henrique.bn@outlook.com
mailto:colombo.vinicius@gmail.com
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Grupo 1 (azul) ● F 740 – B ● Prof. R. Urbano 
2 
 
da fonte ao CCD, que por sua vez converte o sinal e 
gera um espectro da luz captada. 
O detector da Ocean Optics é composto por 
um espelho colimador, que direciona a luz de entrada 
para uma grade de difração. Tal luz deixa a grade de 
difração com os diferentes comprimentos de onda 
separados, e um espelho direciona a luz ao local onde 
se encontra o detector CCD (acrônimo do inglês 
Charge-Coupled Device é um dispositivo que 
possibilita o transporte de sinais analógicos através de 
diversos estágios de capacitores). De modo a facilitar 
o entendimento, a figura 1 apresenta 
esquematicamente o sistema de detecção espectral, 
CCD. 
 
 
Figura 1: Esquema ilustrativo do detector CCD 
utilizado no experimento. De 1 a 3 mostra a conexão 
com o cabo da fibra óptica; 4 e 6 são espelhos; 5 é a 
grade de difração; 7-10 são as partes do CCD para 
digitalizar as comprimentos de onda. 
 
Desta maneira, os espectros foram coletados 
e analisados. As lâmpadas de H, Ar, vapor de H2O, Hg, 
CO2, He, Ne, LEDs foram ligadas e posicionadas frente 
a fibra óptica. Já para a lâmpada de incandescência, 
acrescentamos um variac de modo a possibilitar o 
ajuste da tensão e, com um multímetro medimos os 
valores da tensão junto a corrente. Este sistema nos 
permite plotar um gráfico cuja fonte espectral seja 
analisada por diversos valores de tensão. 
Para a coleta do espectro solar foi 
posicionado um espelho de modo a refletir um feixe 
de luz até o detector CCD. 
 
III Resultados, Discussões e Análises de Dados. 
 
Primeiramente, foi dado início a calibração do 
detector. Utilizamos duas lâmpadas, mercúrio (Hg) e 
argônio (Ar). Ao coletarmos o espectro das 
respectivas lâmpadas com o detector ainda sem os 
parâmetros de calibração obtivemos um gráfico da 
intensidade por pixel, gerado pelo sistema de 
detecção. Com os dados plotados podemos relacionar 
a posição de cada pico de emissão referenciado em 
unidades de pixel com os comprimentos de onda já 
conhecidos na bibliografia existente [3]. A figura 2 
demonstra essa relação de pixel com os 
comprimentos de onda emitidos por cada átomo. 
500 1000 1500 2000
0
10000
20000
30000
40000
50000
60000
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Pixels
 Hg
 Ar
Figura 2: Relação pixel comprimento de onda. 
 
Desta maneira podemos relacionar diversos 
pontos de calibração, pontos esses que relacionam a 
posição do pico de emissão em pixel com o 
comprimento de onda emitido. Exemplo: observa-se 
que a posição do segundo pico de emissão da 
lâmpada de mercúrio está na posição 501 pixel e 
sabemos que o segundo menor comprimento de onda 
emitida possível para este átomo é de 365 (nm), este 
conjunto de dados forma um ponto. A seguir há uma 
tabela com diversos pontos correlacionados. 
 
Tabela 1: Relação entre pixel e comprimento 
de onda. 
Pixels (nm) 
1902 842,465 
1897 840,820 
1802 809,240 
1650 761,770 
1572 736,710 
1444 694,650 
1101 580,378 
1096 578,969 
1006 546,075 
696 435,834 
618 407,783 
609 404,656 
501 365,015 
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Grupo 1 (azul) ● F 740 – B ● Prof. R. Urbano 
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Através dos dados da tabela acima podemos 
plotar o gráfico necessário para a calibração do 
detector. A figura 3 apresenta de forma gráfica os 
dados da tabela 1. 
 
600 800 1000 1200 1400 1600 1800 2000
400
500
600
700
800
900
 
 
 Comprimento de onda (nm)
 Polynomial Fit of Sheet1 Comprimento de onda (nm)
C
o
m
p
ri
m
e
n
to
 d
e
 o
n
d
a
 (
n
m
)
Pixels
Figura 3: Gráfico do comprimento de onda associado 
ao seu respectivo valor de pixel. 
 
A partir do gráfico da figura 3, podemos 
realizar uma interpolação por um polinômio de 
terceira ordem com o intuito de obter as constantes 
polinomiais necessárias para a calibração. Seja o 
polinômio 
 
 , da 
interpolação realizada pelo software Origin, 
obtivemosos seguintes valores para as constantes: 
 
 
 . Tais 
parâmetros foram inseridos no software do sistema 
de detecção espectral. 
De modo a checar o resultado da calibração, 
direcionamos um pulso de laser com comprimento de 
onda conhecido, no caso um laser de He-Ne, 
 ( ). A figura 4 retrata o resultado da 
calibração. 
610 620 630 640 650 660
0,0
5,0x10
3
1,0x10
4
1,5x10
4
2,0x10
4
2,5x10
4
 
 
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te
n
s
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d
e
Comprimento de onda (nm)
Figura 4: Espectro coletado do laser He-Ne. 
 
Observa-se claramente na figura 4 que há um 
pico em 633,2 (nm) evidenciando a confiabilidade do 
processo de calibração. Na figura 5 também podemos 
observar o espectro de diversos LEDs (Light Emitting 
Diode) onde cada pico corresponde a sua determina 
cor de emissão de luz. Mais uma amostra da 
confiabilidade de nossa calibração. 
400 500 600 700
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
 
 
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Comprimento de onda (nm)
 409,9 (nm)
 458,3 (nm)
 513,7(nm)
 590 (nm)
 600 (nm)
 651 (nm)
Figura 5: Espectro de diversos LEDs onde cada pico 
corresponde ao comprimento de luz emitido e 
consequentemente sua cor no espectro visível. 
 
Neste momento podemos dar continuidade 
nos objetivos experimentais uma vez que, nosso 
equipamento se encontra em condições adequadas. 
De início, temos como foco encontrar a constante de 
Johannes Rydberg, expressão apresentada em 1888 
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Grupo 1 (azul) ● F 740 – B ● Prof. R. Urbano 
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que relaciona o comprimento de onda com os níveis 
de energia possíveis de cada átomo [2]. Cabe salientar 
que esta expressão é válida apenas para elementos 
semelhantes ao hidrogênio, conhecidos como átomos 
hidrogênicos. A equação 1 trata-se da expressão de 
Rydberg, cuja é a constante que estamos 
interessados em encontrar. 
 
 
 
 (
 
 
 
 
 
 ) (1) 
 
A partir do espectro de emissão do hidrogênio 
é possível relacionar os comprimentos de onda com 
os níveis de energia possíveis já conhecidas na 
bibliografia [2]. A figura 6 corresponde ao espectro do 
hidrogênio. 
400 500 600 700
0
1x10
4
2x10
4
3x10
4
4x10
4
5x10
4
6x10
4
 
 
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Comprimento de onda (nm)
Figura 6: Espectro da lâmpada de hidrogênio. 
 
Agora relacionamos os comprimentos de 
onda com os níveis de energia permitidos, foquemos 
no comprimento de onda de menor energia, onde 
para este caso seria 658,48 (nm). Analisando os 
valores energéticos permitidos para o átomo de 
hidrogênio de modo a identificar na bibliografia a 
menor transição possível, exemplo; para um átomo de 
hidrogênio a menor transição permitida é 
 , portanto temos a primeira relação 
necessária para obtenção da constante de Rydberg. 
Podemos assim relacionar todos os valores de 
comprimento de onda com os níveis de energia 
permitidos. Na tabela 2 estão apresentadas as 
relações descritas acima com os comprimentos de 
onda retirados a partir do espectro da figura 6. 
 
 
 
Tabela 2: Relação entre comprimento de onda e 
transições possíveis do átomo de hidrogênio. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Da equação 1 podemos ver que é 
equivalente ao coeficiente angular de uma reta, seja a 
equação da reta onde, comparando com 
a expressão 1, temos . Disso, podemos plotar 
o gráfico de modo a obter o valor da constante em 
questão. A figura 6 corresponde ao fitting dos dados 
da tabela 2 aplicados na equação 1, de modo a 
obtermos o constante . 
 
0,14 0,16 0,18 0,20 0,22
1,4x10
6
1,6x10
6
1,8x10
6
2,0x10
6
2,2x10
6
2,4x10
6
2,6x10
6
 
 
 
Equation y = a + b*x
Pearson's 0,99962
Adj. 
R-Square
0,99887
Value Standard E
A
Intercept -176097,6 44132,900
Slope 1,18213E7 229491,53
 
 m
11 










nn if
22
11
 
Figura 6: Gráfico que estabelece relações 
entre 
 
 
 e (
 
 
 
 
 
 ). 
 
Da figura 6 podemos extrair a constante de 
Rydberg, neste caso os cálculos foram realizados pelo 
software Origin, os resultados estão expressos 
claramente na figura. Observa-se que a constante 
possui um valor de ( ) , que ao 
compararmos com o valor bibliográfico, ( 
 ) , constatamos que há um erro próximo de 
7,8%. Assim a constante de Rydberg assume o 
seguinte valor com seu respectivo erro associado: 
 ( ) 
658,48 2 3 
486,32 2 4 
433,18 2 5 
409,88 2 6 
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5 
 
 
 ( ) 
 
 
Com a observação dos espectros também é 
possível caracterizar outras constantes que 
acompanham outras leis. Agora iremos fazer uma 
breve apresentação sobre a Lei de Wien [2] e como 
encontrar a constante que acompanha sua expressão. 
A equação 2 descreve a relação entre o comprimento 
de onda onde se situa a máxima emissão de onda 
eletromagnética de um corpo negro e sua 
temperatura, Lei de Wien. 
 
 (2) 
 
Da equação dois, sabemos que b é uma 
constante, portanto quando houver aumento da 
temperatura o comprimento de onda máximo deve 
diminuir de modo a manter a constante b. Com 
intuito de aferir a equação 2, coletamos diversos 
espectros emitidos por uma lâmpada incandescente 
para diversas potências e, com ajuda da relação de 
Stefan-Boltzman [2] conseguimos estimar a 
temperatura do corpo negro irradiante tornando 
possível a constatação da constante de Wien. 
Como mencionado acima, utilizamos as 
relações de Stefan-Boltzman para estimar a 
temperatura do corpo irradiante, que é conveniente 
aproxima-lo para um corpo negro. A equação 3 refere-
se a relação de Boltzman. 
 
 (3) 
 
Onde P representa a potência. Como ao 
variarmos a tensão realizamos as medidas junto a 
corrente através de um multímetro, conhecemos P, 
é a constante de boltzman que também sabemos, T 
trata-se da temperatura que estamos interessados e A 
refere-se a área da superfície irradiante, que 
estimamos realizando as medidas de uma lâmpada 
similar a usada. A figura 7 apresenta os espectros 
adquiridos. 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
Figura 7: Espectros para vários valores de 
temperatura. 
 
É de fácil percepção que ao aumentarmos a 
temperatura o comprimento de onda máximo 
se desloca para a esquerda, concretizando assim a 
relação de Wien. Agora que temos os valores das 
temperaturas e os comprimentos de onda máximo 
associados podemos facilmente encontrar a constante 
de Wien, pois a relação se trata de uma equação 
linear onde o coeficiente linear é zero. Observe que, 
podemos manipular a equação 2 de modo a termos 
 
 
 
 . Sendo assim, plotamos o gráfico da 
figura 8 a fim de obtermos b. 
 
Figura 8: Gráfico que relaciona a expressão de Wien 
(2). 
 
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Grupo 1 (azul) ● F 740 – B ● Prof. R. Urbano 
6 
 
Da figura 8, tiramos o coeficiente angular da 
do gráfico que corresponde a constante de nosso 
interesse. Observa-se que a constante encontrada 
através do gráfico assume o valor de ( 
 ) que diverge um fator de 69% do valor 
esperado da constante que é ( ) . Isso é 
devido a aproximação realizada nas medidas da área 
do corpo irradiante, no caso (A) da equação 3 para 
estimarmos a temperatura do corpo. Contudo o valor 
da constante de Wien encontrado neste experimento 
é: 
 
 ( ) 
 
Agora que já sabemos a constante de Wien, 
temos condições de estimar a temperatura de 
qualquer corpo negro, com este contexto iremos 
estimar a temperatura do sol segundo espectro 
coletado. A Figura 9 representa o espectro da 
radiação solar. 
400 500 600 700 800
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Comprimento de onda (nm)
 Intensidade
Figura 9: Espectro do Sol. 
 
Para calcularmos a temperatura solar 
utilizaremos a equação 2 junto ao coeficiente angular 
evidenciado na figura 8. Portanto temos: 
 
 
 
 
 
 
O valor esperado é de 5778 k, portanto temos 
em nosso resultado um fator multiplicando de 1,4 ao 
valor esperado, ou seja, ( ) 
 . Isto é devido ao uso da constante de Wien 
que como já especificado acima possui um erro 
próximo de 48% devido às aproximações realizadas 
para obtenção da temperatura, no caso de usarmos a 
constante b conhecida na bibliografia teríamos o valor 
de 5202 K, um valor muito mais aproximado do 
esperado. 
Contudo, o valor encontrado da temperatura 
da superfície do sol é: 
 
 ( ) 
 
i. Subseção 1 
 
Obtivemos os espectro das lâmpadas de 
He, CO2, Ne, Na e vapor de H2O, que seguem 
mostrados nas figuras a seguir: 
 
300 400 500 600 700 800
0
1x10
4
2x10
4
3x10
4
4x10
4
5x10
4
6x10
4
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Comprimento de onda (nm)
 He
Figura 10: Espectro obtido para radiação 
emitida de uma lâmpada de He. 
 
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Grupo 1 (azul) ● F 740 – B ● Prof. R. Urbano 
7 
 
300 400 500 600 700 800
0,0
5,0x10
3
1,0x10
4
1,5x10
4
2,0x10
4
2,5x10
4
3,0x10
4
3,5x10
4
4,0x10
4
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Comprimento de onda (nm)
 CO
2
Figura 11: Espectro obtido para radiação 
emitida de uma lâmpada de CO2. 
 
500 600 700 800
0
1x10
4
2x10
4
3x10
4
4x10
4
5x10
4
6x10
4
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Comprimento de onda (nm)
 Ne
Figura 12: Espectro obtido para radiação 
emitida de uma lâmpada de Ne. 
 
700 800
0
1x10
4
2x10
4
3x10
4
4x10
4
5x10
4
6x10
4
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Comprimento de onda (nm)
 Na
Figura 13: Espectro obtido para radiação 
emitida de uma lâmpada de Na. 
 
300 400 500 600 700 800
0
1x10
4
2x10
4
3x10
4
4x10
4
5x10
4
6x10
4
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Comprimento de onda (nm)
 vapor de H
2
O
Figura 14: Espectro obtido para radiação 
emitida de uma lâmpada de vapor de H2O. 
 
Vale ressaltar a importância de compreender 
que observamos um espectro continuo para 
moléculas devido ao fato de apresentaremenergias 
rotacionais e vibracionais e assim os níveis de 
transição não são necessariamente discretos, 
podendo ser contínuos. Diferente dos espectros 
atômicos onde os espectros medidos são distribuições 
delta de Dirac, ou seja, os picos podem ser bem 
definidos e concentrados exatamente em 
comprimento de onda especifico. 
Sendo assim também coletamos o espectro 
da tela de um computador com os pigmentos puros 
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Grupo 1 (azul) ● F 740 – B ● Prof. R. Urbano 
8 
 
de azul, verde e vermelho e assim encontramos a 
seguinte imagem: 
 
400 500 600 700
0,0
0,2
0,4
0,6
0,8
1,0
 
 
In
te
n
s
id
a
d
e
Comprimento de onda (nm)
 Azul
 verde
 vermelho
Figura 15: Espectros da de pigmentos puros de 
cores de uma tela de computador. 
 
Interessante observar que conseguimos obter 
os picos de comprimentos de onda para cada cor 
conforme obtivemos nas cores azul, verde e 
vermelhos dos LEDs da figura 5. 
 
ii. Subseção 2 
 
Conhecemos que uma linha de emissão está 
relacionada à emissão de um fóton devido a uma 
transição entre os níveis de energia de um 
átomo/molécula. A linha de absorção indica a 
absorção de um fóton. 
Algumas séries podem ser obtidas a partir da 
equação (1), dependendo do estado final da transição. 
Destacam-se a série de Lyman (n = 1), Balmer (n = 2), 
Paschen (n = 3), Brackett (n = 4), Pfund (n = 5) e 
Humphreys (n = 6). A série de Lyman está no 
ultravioleta, a de Balmer encontra-se no intervalo de 
comprimentos de onda visíveis, e as demais 
encontram-se no infravermelho [2]. 
O que observamos em nosso experimento no 
espectro do hidrogênio foi a série de Balmer, onde os 
níveis de transição da tabela 2 estão representados na 
figura 16. 
 
 
Figura 16: transições entre os diferentes níveis de 
energia do átomo que originam as diferentes séries do 
espectro de emissão [6]. 
 
iii. Subseção 3 
 
Os erros de todas as medidas foram 
calculados conforme a propagação de erros que 
segue: 
 
 Dada uma equação ( ) temos que seu 
erro associado é , logo: 
 
 √(
 
 
)
 
 (
 
 
)
 
 (4) 
 
IV Conclusões 
 
Foi possível compreender de maneira simples 
como fazer a calibração do equipamento onde 
realizamos as medidas dos espectros de lâmpadas 
atômicas e moleculares. Assim observamos a 
diferença entre os picos concentrados das atômicas 
devido a distribuições delta de Dirac e dos espectros 
contínuos das moleculares devido a energias 
vibracionais e rotacionais, consequentemente níveis 
de transição não necessariamente discretos. 
Calculamos com um erro de 7,8% a constante de 
Rydberg a partir do espectro do hidrogênio e da série 
de Balmer onde obtivemos o valor de ( 
 ) . 
Usando as relações de Stefan-Boltzman (3) e 
variando a tensão fornecida a uma lâmpada 
incandescente pudemos encontra a constante de 
Wien ( ) porém nessa 
medida o erro foi muito maior, próximo de 69%. 
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Grupo 1 (azul) ● F 740 – B ● Prof. R. Urbano 
9 
 
Obtivemos tal erro devido ao fato de não estimarmos 
um valor próximo para a superfície do corpo radiante 
(filamento da lâmpada), isso comprometeu a 
confiabilidade no valor encontrado. 
Por fim, usando a constante de Wien 
encontrada estimamos a temperatura média do Sol, 
onde chegamos no valor de ( ) que difere 
muito do ideal, que é cerca de 5778 K – Erro de 40% 
aproximadamente. Isso decorre da constante de Wien 
que não foi encontrada próxima da teórica devido ao 
erro em estimar a temperatura da lâmpada. 
 
 
Referências 
 
[1]http://web.mit.edu/spectroscopy/history/hist
ory-classical.html 
[2] Física Quântica, Robert Eisberg e Robert Resnick, 
Editora Campus, Rio de Janeiro, 1979. 
[3]https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/line
s_form.html 
[4]http://www.fen.bilkent.edu.tr/~mb/phys230/
manuals/exp3_photoelectric_effect.pdf 
[5]http://sites.ifi.unicamp.br/lfmoderna/conteud
os/espectroscopia-atomica-e-molecular-2/ 
[6] http://fisica.ufpr.br/evaldo/sbal-r.pdf 
 
 
[1]http://web.mit.edu/spectroscopy/history/hist
ory-classical.html 
[2] Física Quântica, Robert Eisberg e Robert Resnick, 
Editora Campus, Rio de Janeiro, 1979. 
[3]https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/line
s_form.html 
[4]http://www.fen.bilkent.edu.tr/~mb/phys230/
manuals/exp3_photoelectric_effect.pdf 
[5]http://sites.ifi.unicamp.br/lfmoderna/conteud
os/espectroscopia-atomica-e-molecular-2/ 
[6] http://fisica.ufpr.br/evaldo/sbal-r.pdf 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
 
http://web.mit.edu/spectroscopy/history/history-classical.html
http://web.mit.edu/spectroscopy/history/history-classical.html
https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html
https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html
http://www.fen.bilkent.edu.tr/~mb/phys230/manuals/exp3_photoelectric_effect.pdf
http://www.fen.bilkent.edu.tr/~mb/phys230/manuals/exp3_photoelectric_effect.pdf
http://sites.ifi.unicamp.br/lfmoderna/conteudos/espectroscopia-atomica-e-molecular-2/
http://sites.ifi.unicamp.br/lfmoderna/conteudos/espectroscopia-atomica-e-molecular-2/
http://fisica.ufpr.br/evaldo/sbal-r.pdf
http://web.mit.edu/spectroscopy/history/history-classical.html
http://web.mit.edu/spectroscopy/history/history-classical.html
https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html
https://physics.nist.gov/PhysRefData/ASD/lines_form.html
http://www.fen.bilkent.edu.tr/~mb/phys230/manuals/exp3_photoelectric_effect.pdf
http://www.fen.bilkent.edu.tr/~mb/phys230/manuals/exp3_photoelectric_effect.pdf
http://sites.ifi.unicamp.br/lfmoderna/conteudos/espectroscopia-atomica-e-molecular-2/
http://sites.ifi.unicamp.br/lfmoderna/conteudos/espectroscopia-atomica-e-molecular-2/
http://fisica.ufpr.br/evaldo/sbal-r.pdf
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