Перегляд вихідного коду сторінки Комптонівське розсіювання

{{Otheruses|Комптон (значення)}}
{{Квантова механіка}}
[[Файл:Compton-scattering.svg|thumb|Схематичне зображення комптонівського розсіювання на вільному електроні]]

'''Комптонівське розсіювання'''&nbsp;— явище непружного розсіювання [[фотон]]ів на вільних заряджених частинках, наприклад, [[електрон]]ах.

При комптонівському розсіюванні фотон віддає частину своєї енергії зарядженій частинці. Як наслідок змінюється його власна енергія, а отже, [[довжина хвилі]].

Явище непружного розсіяння [[рентгенівське випромінювання|рентгенівських]] і [[гамма-промені]]в на електронах відкрив [[1923]] року [[Артур Комптон]], за що отримав [[Нобелівська премія з фізики|Нобелівську премію]] за [[1927]] рік. Важливість відкриття зумовлена тим, що в [[класична фізика|класичній фізиці]] зміна довжини електромагнітної хвилі при розсіюванні на вільній зарядженій частинці неможлива.

При непружному розсіюванні фотона на зарядженій частинці мають виконуватися [[закон збереження енергії]] і [[закон збереження імпульсу]]. Ці обмеження роблять неможливим таке розсіювання для квантів [[електромагнітне поле|електромагнітного поля]] з малою частотою.

Енергія, втрачена фотоном при комптонівському розсіюванні, передається електрону. У результаті виникає високоенергетичний електрон віддачі.

Ефект Комптона за природою є подібним до [[фотоефект]]у&nbsp;— різниця полягає в тому, що при фотоефекті фотон повністю поглинається електроном, тоді як при комптонівському розсіюванні він лише змінює напрямок руху й енергію<ref>{{cite web |url=https://ocw.mit.edu/courses/nuclear-engineering/22-55j-principles-of-radiation-interactions-fall-2004/lecture-notes/ener_depo_photon.pdf |назва=Interactions of Photons with Matter |автор=Prof. Jeffrey Coderre |дата=2004 |вебсайт=ocw.mit.edu |accessdate=26 Липня 2020 |archive-date=18 Квітня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210418044302/https://ocw.mit.edu/courses/nuclear-engineering/22-55j-principles-of-radiation-interactions-fall-2004/lecture-notes/ener_depo_photon.pdf }}</ref>.

Комптонівське розсіювання є основним каналом розсіювання електромагнітних хвиль на речовині на ділянці енергій від 0,5 до 3 M[[еВ]].

== Неможливість класичного тлумачення ==
У [[Класична електродинаміка|класичній електродинаміці]] взаємодія електрона з [[Електромагнітна хвиля|електромагнітною хвилею]], при врахуванні лише електричної складової, наступна: під дією періодичних збурень, електрон починає коливатися з тою самою частотою, що і набігаюча хвиля і випромінювати нові електромагнітні хвилі тієї ж частоти.

Якщо врахувати й [[магнітне поле]], то рух електрона буде описуватись складнішим [[Диференціальні рівняння|диференціальним рівнянням]], і, у випадку якщо поле достатньо сильне, щоб розігнати електрон до [[Релятивістські частинки|релятивістських швидкостей]], він може починати випромінювати на частотах, відмінних від частоти початкової хвилі{{sfn | Сивухин | 1986 | с=31}}.

Проте, у жодному випадку класична теорія не передбачає існування електронів віддачі&nbsp;— хвиля розподілена в просторі, і не може «сконцентровуватись» на одному електроні й вибити його з атому. Тому, реєстрація таких електронів точно вказує на неповноту класичного опису, а саме, на [[Корпускулярно-хвильовий дуалізм|корпускулярно-хвильову природу світла]]{{sfn | Сивухин | 1986 | с=32}}

== Розсіяння на вільному електроні ==
[[Файл:ComptonEnergy-ru.svg|міні|Енергія фотона і електрона віддачі в залежності від кута розсіювання]]
[[Файл:Klein-Nishina distribution-en.svg|міні|Залежність диференціального перетину розсіяння від кута розсіяння для різних значень енергій фотона]]
Випадок розсіяння на [[Вільна частинка|вільному електроні]] є математично найпростішим варіантом, і може бути описане точно.

Енергія фотона дорівнює <math>\mathcal{E}=hc/\lambda</math>, а імпульс&nbsp;— <math>p=h/\lambda</math>, або інакше, <math>p=\mathcal{E}/c</math>. Враховуючи це, можна записати рівняння збереження енергії й імпульсу (через [[теорема косинусів|теорему косинусів]]) при непружному зіткненні фотона й електрона{{sfn | Сивухин | 1986 | с=27}}:
: <math>\mathcal{E}_0+mc^2=\mathcal{E}_1+E_e</math>
: <math>p_e^2=p_0^2+p_1^2-2p_0p_1\cos\theta=1/c^2(\mathcal{E}_0^2+\mathcal{E}_1^2-2\mathcal{E}_0\mathcal{E}_1\cos\theta)</math>
підставивши значення енергії та імпульсу електрона у [[Імпульс (механіка)#Імпульс в релятивістській механіці|формулу зв'язку енергії і імпульсу у релятивістській механіці]] <math>E_e^2-p_e^2c^2=m^2c^4</math>, отримаємо
: <math>(\mathcal{E}_0-\mathcal{E}_1+mc^2)^2-\mathcal{E}_0^2-\mathcal{E}_1^2+2\mathcal{E}_0\mathcal{E}_1\cos\theta=m^2c^4</math>
розкривши дужки, отримаємо
: <math>\mathcal{E}_1\mathcal{E}_0(\cos\theta-1)+mc^2(\mathcal{E}_0-\mathcal{E}_1)=0</math>
Виразивши енергію через довжину хвилі, отримаємо
: <math>\frac{h^2c^2}{\lambda_0\lambda_1}(\cos\theta-1)+\frac{mc^2hc(\lambda_1-\lambda_0)}{\lambda_0\lambda_1}=0</math>
Спростивши вираз, отримаємо формулу, що зв'язує кут відхилення фотона і зміну його довжини хвилі, і відома як формула Комптона
: <math>\lambda_1-\lambda_0=\frac{h(1-\cos\theta)}{m_ec}</math>

Оскільки ця формула виведена лише з кінематичних міркувань, вона є точною і в релятивістському випадку.

Величина <math>\frac{h}{m_ec}</math> називається [[комптонівська довжина хвилі|комптонівською довжиною хвилі]] (<math>m_e </math>&nbsp;— маса електрона, <math>h </math>&nbsp;— [[стала Планка]], c&nbsp;— [[швидкість світла]]) і є сталою для кожного типу зарядженої частинки.
Комптонівська довжина хвилі чисельно дорівнює 2,4263·10<sup>−12</sup>м = 2,4263 пм{{sfn | Прохоров | 1990 | с=431}}

Можна бачити, що зміна довжини хвилі не залежить від початкової енергії фотона, що, своєю чергою, означає, що зміна енергії є суттєвою лише для високоенергетичних фотонів&nbsp;— наприклад, для видимого світла з довжиною хвилі у сотні нанометрів енергія змінюється менше ніж на одну десятитисячну. Таким чином, комптонівське розсіювання переходить в [[томсонівське розсіювання|томсонівське]].

Квазікласичний підхід дає змогу отримати тільки зміну довжини хвилі розсіяного фотона. Для обчислення [[диференціальний переріз розсіяння|перетину розсіювання]] необхідно застосувати рівняння [[квантова електродинаміка|квантової електродинаміки]]. Такий розподіл дає [[формула Клейна — Нісіни]].

При зростанні енергії фотона, ймовірність розсіювання поступово зменшується, причому ймовірність розсіювання на великі кути зменшується швидше.

Кут розсіяння електрона віддачі відрізняється від кута розсіяння фотона, і, у випадку розсіяння на вільному електроні, описується рівнянням{{sfn | Сивухин | 1986 | с=30}}:

: <math>\mbox{tg}\phi=\frac{\mbox{ctg}(\theta/2)}{1+h\nu/(m_ec^2)}</math>

де <math>\theta</math>&nbsp;— кут розсіяння фотона.

== Зворотній комптонівський ефект ==
Якщо фотон розсіюється на рухомих електронах, то енергія розсіяного фотона може бути більшою, за енергію падаючого (відповідно, енергія електрона після зіткнення зменшується). Такий процес називають зворотнім комптонівським розсіянням. Цей процес є основним механізмом втрати енергії релятивістськими електронами у міжзоряному просторі. Якщо початкові швидкості фотонів розподілені [[Ізотропія|ізотропно]], то середня енергія розсіяних фотонів буде дорівнювати<ref name="nuc1">{{cite web |url=http://nuclphys.sinp.msu.ru/enc/e077.htm |назва=Эффект Комптона |вебсайт=Ядерная физика в Интернете |accessdate=25 липня 2020 |archive-date=21 березня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210321051938/https://mytopf.com/counter2?js=13;id=110751;u=http%3A//nuclphys.sinp.msu.ru/enc/e077.htm;st=1616303975823;title=Эффект%20Комптона;s=1600*1000;vp=1085*4828;touch=0;hds=1;flash=;sid=b32261002b8bf54f;ver=60.3.0;tz=0%2FEtc%2FUnknown;ni=1.4//3g/300/0/;lvid=1616303976365%3A1616303976394%3A1%3A94a4fdfdf6ede8c34387d0d81ff4be4c;_=0.6374244215529394;qt=5 |url-status=no }}</ref>

: <math>\mathcal{E}_1=\mathcal{E}_0\frac{4E_e}{3m_ec^2}</math>

Енергія розсіяного на електроні фотона, якщо кут між напрямками їх руху θ, кут між напрямками руху падаючого і розсіяного фотона φ, безрозмірна швидкість електрона <math>\beta=v / c</math><ref name="nuc1"/>:

: <math>\mathcal{E}_1=\mathcal{E}_0\frac{1-\beta\cos\theta}{1-\beta\cos(\theta-\phi)+\frac{\mathcal{E}_0}{E_{e0}}(1-\cos\phi)}</math>

У випадку «лобового» зіткнення<ref name="nuc1"/>:

: <math>\mathcal{E}_1=E_{e0}\frac{4\mathcal{E}_0E_{e0}}{4\mathcal{E}_0E_{e0}+m^2c^4}</math>

У випадку зворотного комптон-ефекту зміна довжини хвилі падаючого світла залежить від його початкової енергії, тоді як для нерухомих електронів такої залежності нема.

== Розсіяння на зв'язаному електроні ==
[[Файл:Compton-effekt1.png|thumb|Схематичне зображення розсіювання фотона на електроні зовнішньої оболонки атома]]
У випадку, якщо електрон, на якому розсіюється фотон, перебуває в [[атом]]і, то картина розсіювання ускладнюється.

У випадку, якщо [[енергія зв'язку]] електрона більша за енергію налітаючого фотона, то електрон не вибивається з [[електронна оболонка|оболонки]], і фотон розсіюється всім атомом як одним цілим. У такому випадку замість маси електрона у формулі для зміни довжини хвилі буде стояти маса атома, яка в десятки тисяч разів більша&nbsp;— а отже, і зміна довжини хвилі буде у десятки тисяч разів меншою. Через це низькоенергетичні фотони (наприклад, [[видиме світло|видимого діапазону]]) розсіюються майже [[Пружне зіткнення|пружно]]&nbsp;— таке розсіювання називається [[Релеївське розсіювання|релеївським]].

Іншим можливим варіантом є [[раманівське розсіяння]], при якому частина енергії фотона переходить у енергію власних коливань молекули.

У випадку власне комптонівського розсіювання, якщо енергія налітаючого фотона значно більша за <math>\mathcal{E}_0\gg\alpha Z_{eff}m_ec^2</math>,де α&nbsp;— стала тонкої структури, а Z<sub>eff</sub>&nbsp;— ефективний заряд ядра в одиницях ''е'' (різний для різних оболонок), можна вважати, що електрон вільний, і його розсіювання описується формулами розсіювання на вільному електроні{{sfn | Прохоров | 1990 | с=431}}.

У випадку, якщо <math>m_ec^2 \gg \mathcal{E}_0 \gg E_3</math>, варто врахувати, що у рівняння збереження енергії при розсіюванні додається член, пов'язаний з енергією зв'язку, а з іншого боку, з'являється взаємодія електрона і покинутого їм [[йон]]а. Для опису такого процесу використовуються фейнманівські діаграми типу «чайка»{{sfn | Прохоров | 1990 | с=432}}.

Ймовірність розсіювання близька до нуля при низьких енергіях налітаючого фотона, поступово зростає при збільшенні енергії, а потім спадає. Положення піку залежить від ефективного заряду ядра: чим він більший, тим більшим енергіям відповідає пік. Також, чим більше значення заряду ядра, тим менший за абсолютними величинами є піковий переріз розсіювання<ref>{{cite journal |last1=Mikhailov |first1=Aleksandr |last2=Nefiodov |first2=Andrei |date=2018 |title=Ionization-Excitation of Helium-Like Ions at Compton Scattering |url=https://www.researchgate.net/publication/328878917_Ionization-excitation_of_helium-like_ions_at_Compton_scattering |journal=Journal of Experimental and Theoretical Physics |volume=127 |pages=620–626 |doi=10.1134/S1063776118090170 |accessdate=26 липня 2020 |archive-date=21 березня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210321051935/https://www.researchgate.net/publication/328878917_Ionization-excitation_of_helium-like_ions_at_Compton_scattering |url-status=no }}</ref>.

У кутовому розподілі при зростанні заряду ядра пригнічуються вильоти з малим кутом&nbsp;— тобто, найбільшу ймовірність при розсіянні на K-електронах важких елементів має відбиття на 180°, навіть для високих енергій{{sfn | Прохоров | 1990 | с=431}}.

Ще однією особливістю розсіяння на електронах в атомі є розширення спектральної лінії, що відповідає заданому куту розсіяння. Тобто, якщо при розсіянні на вільному електроні, будь-якому куту відповідає конкретне значення Δλ, то при розсіянні на атомі кожному куту відповідає цілий діапазон таких значень. Це відбувається через те, що в атомі електрон локалізований, а отже [[Принцип невизначеності|має невизначеність у імпульсі]]. Ширина лінії пропорційна енергії падаючого фотона, і квадратному кореню від енергії зв'язку електрона<ref>{{cite journal |last1=Kaplan |first1=Ilya |last2=Yudin |first2=Gennadiy |date=1975 |title=Nonrelativistic compton effect for a bound electron |url=http://jetp.ac.ru/cgi-bin/dn/e_042_01_0004.pdf |journal=Journal of Experimental and Theoretical Physics |volume=69 |issue=1 |pages=9-22 |accessdate=26 липня 2020 |archive-date=21 березня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210321051936/http://jetp.ac.ru/cgi-bin/dn/e_042_01_0004.pdf |url-status=no }}</ref>.

Оскільки зазвичай у атома є багато електронів з різною енергією зв'язку, то при одній і тій самій енергії падаючого фотона для деяких електронів розсіювання буде йти за комптонівським типом, а для інших (енергія зв'язку яких більша за енергію фотона)&nbsp;— за релеївським, в залежності від того, з електроном якої оболонки провзаємодіяв фотон. Тому реальні спектри розсіяних фотонів зазвичай мають два піки&nbsp;— один з них збігається з частотою падаючого світла, і другий, з менш енергетичними комптонівськими фотонами<ref name="hyperphysics">{{cite web |url=http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/hbase/quantum/compdat.html |назва=Compton Scattering Data |автор=R. Nave |вебсайт=HyperPhysics |accessdate=26 липня 2020 |archive-date=23 лютого 2010 |archive-url=https://web.archive.org/web/20100223203403/http://hyperphysics.phy-astr.gsu.edu/HBASE/quantum/compdat.html |url-status=no }}</ref>.

Комптонівське розсіяння на зв'язаному електроні є основним способом втрати енергії у речовині для гамма-квантів середнього діапазону енергій від 100 кеВ (1 МеВ для важких атомів) до кількох МеВ. Для фотонів меншої енергії важливішими є процеси [[Релеївське розсіювання|релеївського розсіювання]] і [[фотоефект]]у, а для більш високоенергетичних&nbsp;— процеси [[Народження пар|народження електрон-позитронних пар]] у кулонівському полі ядра{{sfn | Ишханов,Капитонов,Кэбин | 2007 | с=535}}.

== Деякі особливі випадки комптонівського розсіювання ==

=== Подвійне розсіювання ===
Іноді в процесі розсіяння електрон може поглинути один фотон, а випромінити два. Такий процес відбувається значно рідше за звичайне розсіювання. Найбільш ймовірним є випадок, коли один з утворених фотонів дуже низькоенергетичний, і навпаки, ймовірність випромінювання двох фотонів з близькими енергіями&nbsp;— мінімальна<ref>{{cite journal |last1=Mandl |first1=Franz |last2=Skyrme |first2=Tony |date=1952 |title=The theory of the double Compton effect |url=https://royalsocietypublishing.org/doi/abs/10.1098/rspa.1952.0227 |journal=Proceedings of the Royal Society of London. Series A, Mathematical and Physical Sciences |volume=215 |issue=1123 |pages=497–507 |doi=10.1098/rspa.1952.0227 |accessdate=7 Березня 2021 |archive-date=20 Квітня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210420102018/https://royalsocietypublishing.org/doi/abs/10.1098/rspa.1952.0227 }}</ref>.

Також, можливе випромінювання 3 і більше фотонів, проте воно пригнічується з коефіцієнтом (1/137)<sup>n-1</sup>, де n&nbsp;— кількість фотонів{{sfn | Прохоров | 1990 | с=431}}.

При випромінюванні двох і більше фотонів втрачається пряма залежність між кутом відхилення і зміною довжини хвилі, тому правильне врахування шуму від подвійного комптон-ефекту необхідне для точного вимірювання нормального комптон-еффекту.

=== Нелінійне розсіювання ===
У випадку, якщо інтенсивність падаючого світла дуже велика, електрон може поглинути кілька фотонів, і випромінити один&nbsp;— такий процес називається нелінійним комптонівським розсіюванням. Його переріз, на відміну від звичайного розсіювання, залежить від щільності фотонів у пучку<ref>{{cite journal|last1=Ivanov|first1=Dmitry|last2=Kotkin|first2=Gleb|last3=Serbo|first3=Valery|date=2006|title=Complete Description of Non-Linear Compton and Breit-Wheeler Processes|url=https://s3.cern.ch/inspire-prod-files-0/04c5629736b3bcb00760352465866fa3|journal=Acta Physica Polonica B|volume=37|issue=4|pages=1073|accessdate=7 Березня 2021|archive-date=18 Квітня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210418044305/https://s3.cern.ch/inspire-prod-files-0/04c5629736b3bcb00760352465866fa3}}</ref><ref>Shmakov, K. [http://www.hep.princeton.edu/~mcdonald/e144/shmakov_slac-r-666.pdf ''Study of Nonlinear QED Effects in Interactions of Terawatt Laser with High-Energy Electron Beam''] {{Webarchive|url=https://web.archive.org/web/20210321052225/https://www.hep.princeton.edu//~mcdonald/e144/shmakov_slac-r-666.pdf |date=21 березень 2021 }}. United States: N. p., 2003. Web. doi:10.2172/826564.{{ref-en}}</ref>. Розсіювання по такому каналу стає ймовірним, коли напруженість поля, що створюється електромагнітною хвилею, перевищує напруженість поля в атомі (для атома водню ця величина становить близько 4·10<sup>11</sup>&nbsp;В/м<ref>{{cite web |url=http://www.physics.sfsu.edu/~lea/courses/ugrad/360notes10.pdf/lecture-notes/ener_depo_photon.pdf |назва=Electric fields in dielectrics |автор=Dr. Susan Lea |дата=2006 |вебсайт=San Francisco State University |url-status=dead }}</ref>) більш як у 137 разів. Такі умови виникають за надзвичайно високої інтенсивності випромінювання (понад 10<sup>21</sup> Вт/см²<ref>{{cite journal|last1=Bisesto|first1=F.G.|last2=Anania|first2=M.P.|last3=Botton|first3=M.|last4=Chiadroni|first4=E.|last5=Cianchi|first5=A.|last6=Curcio|first6=A.|last7=Ferrario|first7=M.|last8=Galletti|first8=M.|last9=Henis|first9=Z.|date=2018|title=Evolution of the electric fields induced in high intensity laser–matter interactions|url=https://www.sciencedirect.com/science/article/pii/S0168900218303917|journal=Nuclear Instruments and Methods in Physics Research Section A: Accelerators, Spectrometers, Detectors and Associated Equipment|volume=909|pages=398-401|doi=10.1016/j.nima.2018.03.040|accessdate=7 Квітня 2021|archive-date=18 Квітня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210418044303/https://www.sciencedirect.com/science/article/pii/S0168900218303917}}</ref>), і на 2020 рік вони були досяжними лише за допомогою кількох найпотужніших у світі лазерів<ref>{{cite journal |last1=Danson |first1=Colin |last2=Haefner |first2=Constantin |last3=Bromage |first3=Jake |last4=Butcher |first4=Thomas |last5=Chanteloup |first5=Jean-Christophe |last6=Chowdhury |first6=Enam |last7=Galvanauskas |first7=Almantas |last8=Gizzi |first8=Leonida |last9=Hein |first9=Joachim |date=2019 |title=Petawatt and exawatt class lasers worldwide |url=https://www.cambridge.org/core/services/aop-cambridge-core/content/view/D85E3F002CBFC286C08076E127BB5F5C/S2095471919000367a.pdf/petawatt_and_exawatt_class_lasers_worldwide.pdf |journal=High Power Laser Science and Engineering |volume=7 |pages=54 |doi=10.1017/hpl.2019.36 |accessdate=7 Квітня 2021 |archive-date=18 Квітня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210418044302/https://www.cambridge.org/core/services/aop-cambridge-core/content/view/D85E3F002CBFC286C08076E127BB5F5C/S2095471919000367a.pdf/petawatt_and_exawatt_class_lasers_worldwide.pdf }}</ref>.
У природі такі процеси можуть реалізовуватися на поверхні [[нейтронна зоря|нейтронних зір]]{{sfn | Прохоров | 1990 | с=432}}.

=== Розсіювання на важких частинках ===
Фотони можуть розсіюватись на протонах і нейтронах так само як на електронах, проте через те, що нуклони майже у 2 тисячі разів важчі за електрони, зміна довжини хвилі так само в тисячі разів менша, а тому помітною стає лише для дуже високоенергетичних фотонів{{sfn | Прохоров | 1990 | с=432}}. Крім того, взаємодія нуклонів у ядрі значно складніша за взаємодію електрона з ядром, що також впливає на форму спектру розсіяних фотонів<ref>{{cite journal |last1=Bernardini |first1=G. |last2=Hanson |first2=A. O. |last3=Odian |first3=A. C. |last4=Yamagata |first4=T. |last5=Auerbach |first5=L. B. |last6=Filosofo |first6=I. |date=1960 |title=Proton compton effect |url=https://link.springer.com/article/10.1007%2FBF02733177 |journal=Il Nuovo Cimento (1955-1965) |volume=18 |pages=1203–1236 |doi=10.1007/BF02733177 |accessdate=31 липня 2020 |archive-date=21 березня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210321052227/https://link.springer.com/article/10.1007/BF02733177 |url-status=no }}</ref>.

== Застосування ==
Вимірюючи інтенсивність розсіяного світла можна з великою точністю визначити [[Електронна густина|електронну густину]] у тілі<ref>{{cite journal|last1=Sharaf|first1=Jamal|date=2001|title=Practical aspects of Compton scatter densitometry|url=https://www.sciencedirect.com/science/article/abs/pii/S096980430000333X#!|journal=Applied Radiation and Isotopes|volume=54|issue=5|pages=801-809|doi=10.1016/S0969-8043(00)00333-X|accessdate=26 липня 2020|archive-date=21 березня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210321052232/https://www.sciencedirect.com/science/article/abs/pii/S096980430000333X#!|url-status=no}}</ref>.

Якщо об'єкт має складну внутрішню будову, то можна розділити розсіяне випромінювання, що йде від кожної окремої ділянки вздовж променя. Таким чином працює комптонівська [[томографія]]<ref>{{cite journal|last1=Redler|first1=Gage|last2=Jones|first2=Kevin|last3=Templeton|first3=Alistair|last4=Bernard|first4=Damian|last5=Turian|first5=Julius|last6=Chu|first6=James|date=2018|title=Compton scatter imaging: A promising modality for image guidance in lung stereotactic body radiation therapy|url=https://www.ncbi.nlm.nih.gov/pmc/articles/PMC5849250/|journal=Medical Physics|volume=45|issue=3|pages=1233-1240|doi=10.1002/mp.12755|accessdate=26 липня 2020|archive-date=21 березня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210321052233/https://www.ncbi.nlm.nih.gov/pmc/articles/PMC5849250/|url-status=no}}</ref>. Її головною перевагою є можливість просканувати об'єкт, навіть коли відсутній повний доступ до нього (неможливо зробити повний оберт випромінювача і детектора навколо), а недоліком&nbsp;— низька роздільна здатність.

Аналізуючи переріз комптонівського розсіяння при різних енергіях можна встановити розподіл моментів руху електронів у різних оболонках. Залежність перерізу від енергії називається ''комптонівським профілем'' речовини<ref>{{cite journal|last1=Rao|first1=D. V.|last2=Takeda|first2=T.|last3=Itai|first3=Y.|last4=Akatsuka|first4=T.|last5=Cesareo|first5=R.|last6=Brunetti|first6=A.|last7=Gigante|first7=G. E.|date=2002|title=Doppler Broadening and its Contribution to Compton Energy-Absorption Cross Sections: An Analysis of the Compton Component in Terms of Mass-Energy Absorption Coefficient|url=http://www.sbai.uniroma1.it/~giovanni.gigante/Lavori/jpcrd621.pdf|journal=Journal of Physical and Chemical Reference Data|volume=31|issue=3|pages=769|doi=10.1063/1.1481880|accessdate=26 липня 2020|archive-date=21 березня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210321052235/http://www.sbai.uniroma1.it/~giovanni.gigante/Lavori/jpcrd621.pdf|url-status=no}}</ref>. Також знання комптонівського профілю потрібне для високоточної [[Рентгенографія|рентгенографії]], оскільки комптонівське розсіювання зашумлює картину рентгенівської тіні.

Використання ефекту Комптона дозволяє створювати лазери з плавною регуляцією довжини хвилі&nbsp;— така регуляція відбувається внаслідок обертання мішені навколо розсіювача<ref>{{cite web |url=http://nuclphys.sinp.msu.ru/experiment/gamma/index.html |назва=Источники гамма-излучения |вебсайт=Ядерная физика в Интернете |accessdate=26 липня 2020 |archive-date=21 березня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210321052238/https://mytopf.com/counter2?js=13;id=110751;u=http%3A//nuclphys.sinp.msu.ru/experiment/gamma/index.html;st=1616304157078;title=Источники%20гамма-излучения;s=1600*1000;vp=1070*12073;touch=0;hds=1;flash=;sid=6a08c2b10d8003ec;ver=60.3.0;tz=0%2FEtc%2FUnknown;ni=4.9//4g/150/0/;detect=0;lvid=1616304000423%3A1616304157141%3A4%3A791445869488667b9395658780985ec4;_=0.30611767630666287;qt=22 |url-status=no }}</ref>.

Якщо фотон детектується спочатку одним детектором, а після цього&nbsp;— іншим, то, аналізуючи зміни енергії фотона можна визначити його початкову траєкторію<ref>{{cite web |url=https://heasarc.gsfc.nasa.gov/docs/cgro/cgro/comptel.html |назва=The Imaging Compton Telescope (COMPTEL) |дата=2005 |вебсайт=Nasa.gov |accessdate=27 липня 2020 |archive-date=21 березня 2021 |archive-url=https://web.archive.org/web/20210321052236/https://heasarc.gsfc.nasa.gov/docs/cgro/cgro/comptel.html |url-status=no }}</ref>. Так працюють {{не перекладено|Комптонівський телескоп|комптонівські гамма-телескопи||Compton telescope }}, що мають дуже широке поле зору. Наприклад, телескоп на [[Комптон (обсерваторія)|орбітальній обсерваторії «Комптон»]] має поле зору в 1 [[стерадіан]].

Зворотне комптонівське розсіяння релятивістських електронів на [[Реліктове випромінювання|реліктовому мікрохвильовому випромінюванні]] створює фотони віддачі енергією 50-100 кеВ{{sfn | Прохоров | 1990 | с=431}}. Це явище відоме як [[ефект Сюняєва — Зельдовича]]. Детектуючи такі високоенергетичні фотони, можна вивчати великомасштабний розподіл матерії у [[Всесвіт]]і. Найповніший огляд джерел такого випромінювання був зроблений [[Планк (космічний телескоп)|космічним телескопом «Планк»]]<ref>{{cite journal|last1=Planck Collaboration|date=2014|title=Planck 2013 results. XXIX. The Planck catalogue of Sunyaev-Zeldovich sources|url=https://arxiv.org/pdf/1303.5089.pdf|journal=Astronomy & Astrophysics|volume=571|pages=41|doi=10.1051/0004-6361/201321523|accessdate=7 березня 2021|archive-date=21 березня 2021|archive-url=https://web.archive.org/web/20210321052236/https://arxiv.org/pdf/1303.5089.pdf|url-status=no}}</ref>.

== Див. також ==
* [[Томсонівське розсіювання]]
* [[Релеївське розсіювання]]

== Примітки ==
{{reflist|2}}

== Література ==
* {{книга
|автор        = Шпольский Э. В.
|назва        = Атомная физика (в 2-х томах)
|том          = 1
|місто        = {{Comment|М.|Москва}}
|видавництво  = Наука
|рік          = 1974
|сторінок     = 576
}}
* {{книга
 |автор          = Д. В. Сивухин
 |частина        = Атомная физика
 |заголовок      = Общий курс физики
 |посилання      = http://inf.pskgu.ru/ebooks/sdvafpdf5/safgl01_03.pdf
 |місце          = М.
 |видавництво    = «Наука»
 |рік            = 1986
 |том            = 5
 |сторінок       = 426
 |ref            = Сивухин
}}
* {{книга
 |автор          = Прохоров О.М.
 |частина        = Добротность — Магнитооптика
 |заголовок      = Физическая энциклопедия
 |посилання      = http://femto.com.ua/articles/part_1/1711.html
 |місце          = М.
 |видавництво    = «Советская энциклопедия»
 |рік            = 1990
 |том            = 2
 |сторінок       = 703
 |ref            = Прохоров
}}
* {{книга
 |автор          = Б.С. Ишханов, И.М. Капитонов, Э.И. Кэбин
 |заголовок      = Частицы и атомные ядра. Основные понятия
 |посилання      = http://nuclphys.sinp.msu.ru/partmat/pm03.htm
 |місце          = М.
 |видавництво    = ЛКИ
 |рік            = 2007
 |сторінок       = 584
 |ref            = Ишханов,Капитонов,Кэбин
}}
== Примітки ==
{{reflist}}
{{Authority control}}
{{Квантова електродинаміка}}
{{добра стаття}}
[[Категорія:Теорія розсіяння]]
[[Категорія:Фізичні явища]]