Compton hatás

A Compton-effektus ( Compton-effektus , Compton-szórás ) egy foton rugalmas szórása egy töltött részecske, általában egy elektron által, amelyet a felfedező Arthur Holly Comptonról neveztek el . Ha a szórás az energia csökkenéséhez vezet , mivel a foton energiájának egy része átkerül a visszavert elektronra, ami megfelel a foton hullámhosszának növekedésének (amely lehet röntgen- vagy gamma - foton ), akkor ez A folyamatot Compton-effektusnak nevezik . Az inverz Compton-szórás akkor következik be, amikor egy töltött részecske energiája egy részét egy fotonnak adja át, ami megfelel a fénykvantum hullámhosszának csökkenésének.

Arthur Compton amerikai fizikus fedezte fel 1923 -ban röntgensugarak kísérletei során [1] [2] ; ezért a felfedezésért Compton 1927 -ben elnyerte a fizikai Nobel-díjat .

A Compton-effektus természetében hasonló a fotoelektromos effektushoz - a különbség az, hogy a fotoelektromos effektusnál a fotont teljesen elnyeli az elektron, míg Compton-szórás esetén csak a mozgás irányát és az energiát változtatja meg [3] .

Bevezetés

A Compton-szórás egy példa a fény rugalmas szóródására [4] [5] egy szabad töltésű részecske által, ahol a szórt fény hullámhossza eltér a beeső sugárzás hullámhosszától. Compton eredeti kísérletében ( lásd 1. ábra ) egy röntgenfoton energiája ( ≈17 keV ) sokkal nagyobb volt, mint egy atomi elektron kötési energiája, így az elektronok szóródás után szabadnak tekinthetők. Azt a mértéket, amellyel a fény hullámhossza megváltozik, Compton-eltolásnak nevezzük . Bár a nukleáris Compton-szórás létezik [6] , a Compton-szórás általában olyan kölcsönhatásra utal, amely csak egy atom elektronjait érinti.

A hatást Arthur Holly Compton figyelte meg 1923-ban a St. Louis-i Washington Egyetemen, és a későbbi években végzett hallgatója, Y. H. Wu is megerősítette . Compton felfedezéséért 1927 -ben fizikai Nobel-díjat kapott.

Ez a hatás azért fontos, mert azt mutatja, hogy a fény nem magyarázható pusztán hullámjelenségként [ 7] . A Thomson-szórás , amely az elektromágneses hullámok töltött részecskék általi szórásának klasszikus elméletéből következik, nem tudja megmagyarázni a hullámhossz-eltolódásokat alacsony intenzitás mellett, mert klasszikusan a fénynek elegendő intenzitásúnak kell lennie ahhoz, hogy egy elektromos tér relativisztikus sebességre gyorsítsa fel a töltött részecskét. visszarúgást okozva a sugárzási nyomás és a szórt fény ezzel összefüggő Doppler-eltolódása miatt [8] , de a hatás kellően alacsony fényintenzitás mellett a hullámhossztól függetlenül tetszőlegesen kicsivé válna . Így a fény úgy viselkedik, mintha részecskékből állna, ami megmagyarázza az alacsony intenzitású Compton-szórást. Vagy hibás az a feltételezés, hogy az elektron szabadnak tekinthető, ami gyakorlatilag végtelen elektrontömeghez vezet, amely megegyezik az atommag tömegével (lásd például az alábbi megjegyzést a röntgensugarak által okozott rugalmas szóródásról ezzel a hatással). Compton kísérlete meggyőzte a fizikusokat arról, hogy a fény olyan részecskeszerű objektumok (kvantumok, úgynevezett fotonok) folyamának tekinthető, amelyek energiája arányos a fényhullám frekvenciájával.

A 2. ábrán látható módon az elektron és a foton közötti kölcsönhatás azt eredményezi, hogy az elektron nyeri az energia egy részét, míg a fennmaradó energiával rendelkező foton az eredetitől eltérő irányban kibocsátódik, így a rendszer teljes impulzusa . is konzervált. Ha a szórt fotonnak még elegendő energiája van, a folyamat megismételhető. Ebben a forgatókönyvben az elektront szabadként vagy lazán kötöttként kezeljük. Az egyes Compton-szórási folyamatok lendületmaradásának Bothe és Geiger, valamint Compton és Simon által végzett kísérleti igazolása fontos volt a régi kvantumelméletre épülő Bohr-Kramers-Slater elmélet megcáfolásában.

A Compton-szórás egyike a három versengő folyamatnak a fotonok anyaggal való kölcsönhatásában. Néhány eV-tól több keV-ig terjedő energiáknál, amelyek a látható fénytől a lágy röntgensugárzásig terjedő spektrumnak felelnek meg, egy foton teljesen elnyelhető, és energiája elválaszthat egy elektront a gazdaatomtól, ezt a folyamatot fotoelektromos hatásként ismerik . Az 1,022 MeV és nagyobb energiájú fotonok bombázhatják az atommagot, és elektron-pozitron pár kialakulását idézhetik elő. Ezt a folyamatot pártermelésnek nevezzük . A köztes energiarégióban a kölcsönhatás legfontosabb folyamata a Compton-szórás.

A jelenség leírása

A 20. század elejére javában folyt a röntgensugárzás anyaggal való kölcsönhatásának kutatása. Megfigyelték, hogy amikor az ismert hullámhosszúságú röntgensugarak kölcsönhatásba lépnek az atomokkal, a röntgensugarak szögben szóródnak, és a szórt kvantum hullámhossza összefügg a -val . Bár a klasszikus elektromágnesesség azt jósolta, hogy a szórt sugarak hullámhosszának meg kell egyeznie a kezdeti hullámhosszal [9] , számos kísérlet kimutatta, hogy a szórt sugarak hullámhossza hosszabb (ez kisebb energiának felel meg), mint az eredeti hullámhossz. $\theta$ $\theta$

1923-ban Compton publikált egy cikket a Physical Review -ban, amelyben a röntgensugárzás eltolódását azzal magyarázta, hogy részecskeszerű lendületet tulajdonított a fénykvantumoknak. Einstein 1905-ben fénykvantumokat javasolt a fotoelektromos hatás magyarázatára, de Compton nem épített Einstein munkájára. A fénykvantumok energiája csak a fény frekvenciájától függ. Írásában Compton matematikai összefüggést vezetett le a hullámhossz-eltolás és a röntgensugár szórási szöge között, feltételezve, hogy minden szórt röntgenfoton csak egy elektronnal lép kölcsönhatásba. Cikkét a kapcsolatát megerősítő kísérletekről szóló jelentés zárja:

\lambda '-\lambda ={\frac {h}{m_{e}c}}(1-\cos {\theta })~,

ahol: a kezdeti hullámhossz,

\lambda

\lambda '

a hullámhossz a szórást követően,

h

Planck állandója ,

nekem

az elektron nyugalmi tömege ,

c

- a fénysebesség

\theta

a szórási szög.

A mennyiség az elektron Compton-hullámhosszaként ismert ; egyenlő 2,43⋅10 -12 m . A hullámhossz-eltolás legalább nulla ( =0°), és legfeljebb kétszerese egy elektron Compton-hullámhosszának ( =180°). ${\frac {h}{m_{e}c))$ $(\lambda '-\lambda )$ $\theta$ $\theta$

Compton azt találta, hogy egyes röntgensugarak nem mutatnak hullámhossz-eltolódást annak ellenére, hogy nagy szögben szóródnak; ezekben az esetekben a foton nem tudott elektront kiütni [9] . Így ennek az eltolódásnak a nagysága nem az elektron Compton-hullámhosszához kapcsolódik, hanem az egész atom Compton-hullámhosszához, amely 10 000-szer kisebb is lehet. Ezt "koherens" szóródásnak nevezik az egész atomon, mivel az atom sértetlen marad, és nem kap belső gerjesztést.

A fent idézett Compton eredeti kísérletei közvetlenül mérték a hullámhossz-eltolódást. A modern kísérletekben a szórt fotonok energiáit szokás mérni, nem pedig a hullámhosszát. A beeső kvantum adott energiája esetén a kimenő foton végső állapotú energiáját a következő képlet adja: $E_{\gamma }=hc/\lambda ,$ $E_{\gamma ^{\prime ))$

E_{\gamma ^{\prime }}={\frac {E_{\gamma }}{1+(E_{\gamma }/m_{e}c^{2})(1-\cos \ théta )}}~.

A klasszikus értelmezés lehetetlensége

A klasszikus elektrodinamikában az elektron és az elektromágneses hullám kölcsönhatását, csak az elektromos komponenst figyelembe véve, a következőképpen írják le: periodikus perturbációk hatására az elektron ugyanolyan frekvenciával kezd oszcillálni, mint a bejövő hullám, és új sugárzást sugároz. azonos frekvenciájú elektromágneses hullámok.

Ha a mágneses teret is figyelembe vesszük , akkor az elektron mozgását egy komplex differenciálegyenlet írja le , és ha a tér elég erős ahhoz, hogy az elektront relativisztikus sebességre gyorsítsa fel , akkor az elektron az elektrontól eltérő frekvencián kezdhet kisugározni. a kezdeti hullám frekvenciája [10] .

A klasszikus elmélet azonban semmilyen esetben sem feltételezi az elektronok közötti visszarúgás létezését - a hullám eloszlik a térben, és nem tud „koncentrálódni” egy elektronra, és kiütni az atomból. Ezért az ilyen elektronok regisztrálása pontosan jelzi a klasszikus leírás hiányosságát, nevezetesen a fény korpuszkuláris hullám jellegét [11] .

A szemiklasszikus megközelítés csak a szórt foton hullámhosszának változását teszi lehetővé. A szórási keresztmetszet kiszámításához a kvantumelektrodinamika egyenleteit kell alkalmazni . Ezt az eloszlást a Klein-Nishina képlet adja meg .

A fotonenergia növekedésével a szórás valószínűsége fokozatosan, a nagy szögben történő szórás valószínűsége pedig gyorsabban csökken.

A visszapattanó elektron szóródási szöge eltér a foton szóródási szögétől, és szabad elektron általi szórás esetén a [12] egyenlet írja le :

{\mbox{tg}}\phi ={\frac {{\mbox{ctg}}(\theta /2)}{1+h\nu /(m_{e}c^{2})} }~,

hol van a fotonszórási szög.

\theta

A szórási képlet származtatása

Egy λ hullámhosszú γ foton ütközik egy nyugalmi állapotúnak tekintett atomban lévő e elektronnal. Az ütközés hatására az elektron visszapattan , és egy új γ ' foton λ ' hullámhosszúsággal θ szöget zár be a foton mozgásának eredeti irányával. (A továbbiakban e ' az ütközés utáni elektron.) Compton megengedte annak lehetőségét, hogy a kölcsönhatás időnként olyan sebességre gyorsítja az elektront, amely elég közel van a fénysebességhez ahhoz, hogy Einstein speciális relativitáselméletét alkalmazni kell az energiájának és impulzusának helyes leírásához.

Compton 1923-as tanulmányának végén beszámolt a kísérletek eredményeiről, amelyek megerősítették szórási képletének előrejelzéseit, megerősítve ezzel azt a feltételezést, hogy a fotonok lendületet és energiát is hordoznak kvantumok formájában. Levezetése elején feltételezte a foton impulzusának kifejezését, egyenlővé téve a tömeg és az energia Einstein által már megállapított viszonyát a fotonok kvantált energiáival , amelyet Einstein külön feltételezett. Ha akkor a foton ekvivalens tömege legyen Akkor a foton impulzusa egyenlő ennek az effektív tömegnek a szorzatával a foton invariáns sebességével. Egy fotonnál az impulzusa , és így helyettesíthető minden, a foton impulzusát tartalmazó kifejezéssel, amely az alábbi levezetési folyamatban keletkezik. A Compton cikkében megjelenő következtetés tömörebb, de ugyanazt a logikát követi, ugyanabban a sorrendben, mint a következtetés. $E=mc^{2}$ $hf,$ $mc^{2}=hf,$ $hf/c^{2}.$ $c$ $p=hf/c,$ $hf$ $pc$

Az energiamegmaradás törvénye egyszerűen kiegyenlíti a szórás előtti és utáni energiák összegét: $E$

E_{\gamma }+E_{e}=E_{\gamma '}+E_{e'}~.\!

Compton feltételezte, hogy a fotonok lendületet hordoznak [9] , és így az impulzusmegmaradás törvénye alapján a részecske momentumának hasonló összefüggésben kell állnia:

\mathbf {p} _{\gamma }=\mathbf {p} _{\gamma '}+\mathbf {p} _{e'}~,

amelyben az elektron kezdeti impulzusát kihagyjuk, feltételezve, hogy gyakorlatilag nulla. ${p_{e))$

A fotonenergiákat a frekvenciákhoz a következő összefüggések kötik:

E_{\gamma }=hf\!

E_{\gamma '}=hf'\!~,

hol van Planck állandója .

h

A szórási esemény előtt az elektront kellően közelinek tekintjük a nyugalmi állapotához, hogy teljes energiája teljes egészében nyugalmi tömegéből álljon, energiájából egy kap: ${\displaystyle m_{e))$

E_{e}=m_{e}c^{2}~.\!

A szórást követően fennáll annak a lehetősége, hogy az elektron a fénysebesség jelentős töredékére gyorsul, ami azt jelenti, hogy teljes energiáját a relativisztikus energia-impulzus relációval kell ábrázolni :

E_{e'}={\sqrt {(p_{e'}c)^{2}+(m_{e}c^{2})^{2))}~.

Miután ezeket a mennyiségeket behelyettesítettük az energiamegtakarítás kifejezésébe, a következőt kapjuk:

hf+m_{e}c^{2}=hf'+{\sqrt {(p_{e'}c)^{2}+(m_{e}c^{2})^{2} }}~.

Ezzel a kifejezéssel megkereshetjük a szórt elektron impulzusát:

p_{e'}^{\,2}c^{2}=(hf-hf'+m_{e}c^{2})^{2}-m_{e}^{2}c ^{4}~.\qquad \qquad (1)\!

Ez az elektron által nyert impulzus (korábban nullával egyenlő) meghaladja a foton által elvesztett energia/c arányt:

{\frac {1}{c}}{\sqrt {(hf-hf'+m_{e}c^{2})^{2}-m_{e}^{2}c^{4 ))}>{\frac {hf-hf'}{c}}~.

Az (1) egyenlet az ütközés során figyelembe vett különféle energiákat kapcsolja össze. Az elektron impulzusának változása az elektron energiájának relativisztikus változásával jár, tehát nem egyszerűen a klasszikus fizikában fellépő energiaváltozással függ össze. A foton lendületének változása nemcsak energiájának változásával jár együtt, hanem irányváltozást is jelent.

Az impulzusmegmaradás egyenletének megoldása a szórt elektron impulzusára vonatkoztatva a következőkhöz vezet:

\mathbf {p} _{e'}=\mathbf {p} _{\gamma }-\mathbf {p} _{\gamma '}~.

A pontszorzat használatával megadjuk a nagyságának négyzetét:

{\begin{aligned}p_{e'}^{\,2}&=\mathbf {p} _{e'}\cdot \mathbf {p} _{e'}=(\mathbf {p } } _{\gamma }-\mathbf {p} _{\gamma '})\cdot (\mathbf {p} _{\gamma }-\mathbf {p} _{\gamma '})\\&= p_ {\gamma }^{\,2}+p_{\gamma '}^{\,2}-2p_{\gamma }\,p_{\gamma '}\cos \theta ~.\end{igazított))

$p_{\gamma }c$ kicseréljük , és mindkét részt megszorozva -vel, akkor [ 13] : $hf,$ $c^{2},$

p_{e'}^{\,2}c^{2}=p_{\gamma }^{\,2}c^{2}+p_{\gamma '}^{\,2}c ^{2}-2c^{2}p_{\gamma }\,p_{\gamma '}\cos \theta ~.

Miután a kifejezéseket a foton impulzusával helyettesítjük , megkapjuk a szórt elektron impulzusának második kifejezését: $hf/c$

p_{e'}^{\,2}c^{2}=(hf)^{2}+(hf')^{2}-2(hf)(hf')\cos {\theta }~.\qquad \qquad(2)

Az ehhez a momentumhoz tartozó alternatív kifejezések egyenlővé tételével a következő kifejezést kapjuk:

(hf-hf'+m_{e}c^{2})^{2}-m_{e}^{\,2}c^{4}=\left(hf\right)^{2 }+\left(hf'\right)^{2}-2h^{2}ff'\cos {\theta }~,

amely a négyzet megnyitása és a kifejezések átrendezése után a következő formára alakul:

2hfm_{e}c^{2}-2hf'm_{e}c^{2}=2h^{2}ff'\left(1-\cos \theta \right)~.

Ha mindkét oldalt elosztjuk a következővel: $2hff'm_{e}c$

{\frac {c}{f'}}-{\frac {c}{f}}={\frac {h}{m_{e}c}}\left(1-\cos \theta \ jobbra)~.

Végül, azóta : $f\lambda =f'\lambda '=c$

\lambda '-\lambda ={\frac {h}{m_{e}c}}(1-\cos {\theta })~.\qquad \qquad (3)

Ezenkívül a kilépő elektron iránya és a beeső foton iránya közötti szöget a következő képlet adja meg: $\varphi$

\cot \varphi =\left(1+{\frac {hf}{m_{e}c^{2}}}\right)\tan(\theta /2)~.\qquad \qquad (4 )

A Compton-effektus keresztmetszetét a Klein-Nishina képlet írja le .

Egy kötött elektron általi szórás

Ha az elektron, amelyen a foton szóródik, az atomban van , akkor a szórási minta bonyolultabbá válik.

Ha az elektron kötési energiája nagyobb, mint a beeső foton energiája, akkor az elektron nem üt ki a héjból , és a foton egyként szórja szét az egész atomot. Ebben az esetben a hullámhossz-változtatási képletben szereplő elektron tömege helyett az atom tömege lesz, amely több tízezerszer nagyobb - ami azt jelenti, hogy a hullámhossz változás tízezres lesz. alkalommal kevesebb. Ezért az alacsony energiájú fotonok (például a látható tartományban ) szinte rugalmasan szóródnak - az ilyen szórást Rayleigh -nek nevezik .

Egy másik lehetséges változat a Raman-szórás , amelyben a foton energiájának egy része a molekula természetes rezgésének energiájába kerül, vagy fordítva.

Megfelelő Compton-szórás esetén, ha a beeső foton energiája sokkal nagyobb, mint ahol a finomszerkezet állandó, és az atommag effektív töltése egységekben (különböző héjak esetén eltérő), akkor feltételezhetjük, hogy az elektron szabad, szóródását pedig a szabad elektronon való szóródási képletek írják le [14] . ${\mathcal {E}}_{0}\gg \alpha Z_{eff}m_{e}c^{2},$ $\alpha$ ${\displaystyle Z_{eff))$ $e$

Ha figyelembe kell venni, hogy a szórás során az energiamegmaradási egyenlethez hozzáadódik a kötési energiához tartozó tag, másrészt az elektron és az általa hagyott ion kölcsönhatása nyilvánul meg . Egy ilyen folyamat leírására a "sirály" típusú Feynman-diagramokat használják [15] . $m_{e}c^{2}\gg {\mathcal {E}}_{0}\gg E_{3},$

A szórási valószínűség alacsony beeső fotonenergiáknál nullához közeli, az energia növekedésével fokozatosan növekszik, majd csökken. A csúcs helyzete az atommag effektív töltésétől függ: minél nagyobb, annál több energiának felel meg a csúcs. Továbbá minél nagyobb a magtöltés értéke, annál kisebb abszolút értékben a csúcsszórási keresztmetszet [16] .

A szögeloszlásban az atommag töltésének növekedésével a kis szögű eltérések elnyomódnak - vagyis a 180°-os visszaverődésnek a legnagyobb a valószínűsége, ha nehéz elemek K-elektronjain szóródik, még nagy energiák esetén is [ 14] .

Az elektronok általi szóródás másik jellemzője egy atomban az adott szórási szögnek megfelelő spektrumvonal kiszélesedése. Vagyis ha egy szabad elektron általi szórás során bármely szög egy adott értéknek felel meg, akkor az atom általi szórás során minden szög az ilyen értékek teljes tartományának felel meg. Ennek az az oka, hogy az elektron az atomban lokalizálódik, és ezért impulzusa bizonytalan . A vonal szélessége arányos a beeső foton energiájával és az elektron kötési energiájának négyzetgyökével [17] . $\Delta \lambda ,$

Mivel egy atomban általában sok különböző kötési energiájú elektron van, ezért a beeső foton azonos energiája mellett egyes elektronok a Compton-típusnak megfelelően szóródnak, míg mások (amelyek kötési energiája nagyobb, mint a foton energiája) Rayleigh szerint. , attól függően, hogy melyik héjelektronnal lép kölcsönhatásba a foton. Ezért a szórt fotonok valós spektruma általában két csúcsot tartalmaz – az egyik a beeső fény frekvenciájával esik egybe, a másik pedig a kevésbé energikus Compton-fotonokkal [18] .

A Compton-szórás egy kötött elektronon az energiaveszteség fő módja az anyagban a 100 keV-tól (nehéz atomoknál 1 MeV) több MeV-ig terjedő közepes energiatartományú gamma-sugarak esetében. Az alacsonyabb energiájú fotonoknál a Rayleigh-szórás és a fotoelektromos hatás , a nagyobb energiájú fotonoknál pedig az elektron-pozitron párok keletkezésének folyamata a mag Coulomb-mezőjében [19] .

A Compton-szórás néhány speciális esete

Kettős szórás

Néha a szórás során egy elektron elnyelhet egy fotont és kettőt bocsát ki. Ez a folyamat sokkal ritkábban fordul elő, mint a szokásos szórás. A legvalószínűbb eset, amikor az egyik keletkezett foton nagyon alacsony energiájú, és két közeli energiájú foton emissziójának valószínűsége minimális [20] .

Három vagy több foton emissziója is lehetséges, de ezt egy (a finomszerkezeti állandó) (1/137) n-1 tényezővel elnyomjuk, ahol n a fotonok száma [14] .

Két vagy több foton kibocsátásakor az elhajlási szög és a hullámhossz változása közötti közvetlen kapcsolat elveszik, ezért a normál Compton-effektus pontos méréséhez a kettős Compton-effektusból származó zaj helyes figyelembevétele szükséges.

Nemlineáris szórás

Ha a beeső fény intenzitása nagyon nagy, az elektron több fotont is el tud nyelni és egyet kibocsátani – ezt a folyamatot nemlineáris Compton-szórásnak nevezik. Keresztmetszete a szokásos szórással ellentétben a nyalábban lévő fotonok sűrűségétől függ [21] . Egy ilyen csatornán való szórás akkor válik valószínűvé, ha az elektromágneses hullám által keltett térerősség több mint 137-szeresen meghaladja az atom térerősségét (amely még a hidrogén esetében is kb. 4·10 10 V/m [22] ). Az ilyen körülmények nagyon nagy sugárzási intenzitás mellett fordulnak elő, és 2020-ra csak a világ legerősebb lézerei közül [23] (amelyek sugárzási intenzitása 10 21 W/cm -nél nagyobb [24] ) érhető el. A természetben ilyen folyamatok a neutroncsillagok felszínén valósulhatnak meg [15] .

Nehéz részecskék általi szóródás

A fotonok szóródhatnak a protonokon és neutronokon, valamint az elektronokon, de mivel a nukleonok csaknem 2000-szer nehezebbek, mint egy elektron, a hullámhossz változása is ezerszer kisebb, és ezért csak a nagyon magas nukleinsavaknál válik észrevehetővé. energiafotonok [15] . Ráadásul a nukleonok kölcsönhatása az atommagban sokkal bonyolultabb, mint az elektron kölcsönhatása az atommaggal, ami szintén befolyásolja a szórt fotonok spektrumának alakját [25] .

Alkalmazás

A szórt fény intenzitásának mérésével nagy pontossággal meg lehet határozni a testben lévő elektronsűrűséget [26] .

Ha az objektum összetett belső szerkezettel rendelkezik, akkor a nyaláb mentén az egyes szakaszokból érkező szórt sugárzás elkülöníthető. Így működik a Compton tomográfia [27] . Fő előnye, hogy képes egy objektumot szkennelni, még akkor is, ha nincs teljes hozzáférés hozzá (lehetetlen az emittert és a detektort teljes körben megfordítani), hátránya pedig az alacsony felbontás.

A Compton-szórás keresztmetszetét különböző energiákon elemezve megállapítható az elektronmozgás momentumainak eloszlása különböző héjakban. A keresztmetszet energiától való függését az anyag Compton-profiljának nevezzük [28] . Ezenkívül a Compton-profil ismerete szükséges a nagy pontosságú radiográfiához , mivel a Compton-szórás zajt kelt a röntgensugár árnyékmintájában.

A Compton-effektus segítségével folyamatosan állítható hullámhosszú lézerek hozhatók létre – ez a beállítás a céltárgynak a szóró körüli forgása miatt következik be [29] .

Ha egy fotont először az egyik, majd egy másik detektor észlel, akkor a fotonenergia változásának elemzésével meghatározható a kezdeti pályája [30] . Így működnek a Compton gamma-teleszkópok , amelyek nagyon széles látómezővel rendelkeznek. Például a Compton orbitális obszervatórium teleszkópjának látómezeje 1 steradián .

A relativisztikus elektronok inverz Compton-szórása az ereklye mikrohullámú sugárzáson 50-100 keV energiájú visszapattanó fotonokat hoz létre [14] . Ezt a jelenséget Sunyaev-Zel'dovich-effektusnak nevezik . Az ilyen nagy energiájú fotonok észlelésével tanulmányozható az anyag nagy léptékű eloszlása a világegyetemben . Az ilyen sugárzás forrásainak legteljesebb áttekintését a Planck űrteleszkóp [31] készítette .

Compton-szórás

A Compton-szórás kiemelkedő jelentőségű a sugárbiológia szempontjából , mivel ez a legvalószínűbb kölcsönhatás a gamma-sugárzásnak és a nagyenergiájú röntgensugárzásnak az élő szervezetekben lévő atomokkal – a sugárterápiában használatos [32] .

Az anyagtudományban a Compton-szórás segítségével az anyagban lévő elektronok hullámfüggvénye vizsgálható az impulzus-ábrázolásban [33] .

A Compton-szórás fontos hatás a gamma-spektroszkópiában , amely Compton-élt eredményez, mivel a gamma-sugarak a használt detektorokon kívül is szórnak. A Compton-elnyomást a parazita gamma-sugár szórásának kimutatására használják, hogy figyelembe vegyék ezt a hatást.

Mágneses Compton szórás

A mágneses Compton-szórás a korábban említett technika olyan módosítása, amely magában foglalja a kristályos minta mágnesezését nagy energiájú, cirkulárisan polarizált fotonokkal. A szórt fotonok energiájának mérésével és a minta mágnesezettségének megváltoztatásával két különböző Compton-profil keletkezik (egy a spin-up impulzusokhoz, egy pedig a spin-down impulzusokhoz). A két profil közötti különbség adja a mágneses Compton-profilt (MPC), amelyet egy függvény határoz meg - az elektron spinsűrűségének egydimenziós vetülete. $J_{\text{mag}}(\mathbf {p} _{z})$

J_{\text{mag}}(\mathbf {p} _{z})={\frac {1}{\mu }}\iint _{-\infty }^{\infty }(n_{ \uparrow }(\mathbf {p} )-n_{\downarrow }(\mathbf {p} ))d\mathbf {p} _{x}d\mathbf {p} _{y}~,

ahol a párosítatlan elektronok száma a rendszerben;

\mu

n_{\uparrow }(\mathbf {p} )

és háromdimenziós elektronimpulzus-eloszlások az elektronok számára a fő-, illetve a mellékspin vetületekkel.

n_{\downarrow }(\mathbf {p} )

Mivel ez a szórási folyamat inkoherens (nincs fáziskapcsolat a szórt fotonok között), az MPC reprezentálja a minta tömeges tulajdonságait, és méri az alapállapotot. Ez azt jelenti, hogy az MPC ideális összehasonlításra olyan elméleti módszerekkel, mint a sűrűségfunkcionális elmélet . Az MPC diagram alatti terület egyenesen arányos a rendszer spinmomentumával, ezért a teljes mágneses momentum mérési módszerekkel (például SQUID magnetometriával) kombinálva felhasználható mind a spin, mind az orbitális hozzájárulás elkülönítésére a teljes mágnesességhez. a rendszer pillanata. Az MPC alakja képet ad a mágnesesség eredetéről is a rendszerben [34] .

Inverz Compton effektus

Ha egy fotont mozgó elektronok szórnak, akkor a szórt foton energiája nagyobb lehet, mint a beesőé (illetve az elektron energiája az ütközés után csökken). Ezt a folyamatot inverz Compton-szórásnak nevezik. Ez a folyamat a relativisztikus elektronok energiaveszteségének fő mechanizmusa a csillagközi térben. Ha a kezdeti fotonsebességek izotróp eloszlásúak , akkor a szórt fotonok átlagos energiája [35] lesz :

{\mathcal {E}}_{1}={\mathcal {E}}_{0}{\frac {4E_{e}}{3m_{e}c^{2}}}~,

Az elektronon szórt foton energiája:

{\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 )))~,

ahol: - a mozgási irányok közötti szög;

\theta

\phi

a beeső és a szórt fotonok mozgási iránya közötti szög;

\beta =v/c

[35] a dimenzió nélküli elektronsebesség.

Frontális ütközés esetén [35] :

{\mathcal {E}}_{1}=E_{e0}{\frac {4{\mathcal {E}}_{0}E_{e0}}{4{\mathcal {E}}_ {0}E_{e0}+m^{2}c^{4}}}~.

Az inverz Compton-effektus esetén a beeső fény hullámhosszának változása annak kezdeti energiájától függ, míg az álló elektronoknál nincs ilyen függés.

Az inverz Compton-effektus felelős a galaktikus forrásokból származó röntgensugárzásért, a reliktum háttérsugárzás röntgenösszetevőjéért ( Sunyaev-Zel'dovich-effektus ), valamint a plazmahullámok nagyfrekvenciás elektromágneses hullámokká való átalakulásáért [36] ] . A hatás akkor is megfigyelhető, amikor a kozmikus mikrohullámú háttérfotonok áthaladnak a galaxishalmazt körülvevő forró gázon . A CMB fotonokat a gáz elektronjai nagyobb energiákra szórják, ami Sunyaev-Zel'dovich effektushoz vezet . Ennek a hatásnak a megfigyelései gyakorlatilag a vöröseltolódástól független eszközöket kínálnak a galaxishalmazok kimutatására.

Az inverz Compton-szórás fontos szerepet játszik az asztrofizikában . A röntgencsillagászatban azt feltételezik, hogy a fekete lyukat körülvevő akkréciós korong termikus spektrumot hoz létre. Az ebből a spektrumból származó alacsonyabb energiájú fotonokat a környező korona relativisztikus elektronjai nagyobb energiákra szórják . Feltételezzük, hogy ez hatványtörvény-komponenst okoz a fekete lyukak akkréciójának röntgenspektrumában (0,2-10 keV) .

Egyes szinkrotronsugárzási létesítmények szórják a lézerfényt egy gyorsuló elektronsugárból. Ez a Compton-visszaszórás MeV-től GeV-ig terjedő nagy energiájú fotonokat állít elő [37] [38] , majd ezt követően magfizikai kísérletekben használják fel.

Jegyzetek

↑ Compton A. Röntgensugarak szóródása részecskékként // Einstein-gyűjtemény 1986-1990. - M . : Nauka , 1990. - S. 398-404. - 2600 példány.
↑ Filonovich S. R. Arthur Compton és felfedezése // Einstein-gyűjtemény 1986-1990. - M . : Nauka , 1990. - S. 405-422. - 2600 példány.
↑ Prof. Jeffrey Coderre. A fotonok és az anyag kölcsönhatásai . ocw.mit.edu (2004). (határozatlan)
↑ Yudin G. L. Compton-effektus // Fizikai enciklopédia : [5 kötetben] / Ch. szerk. A. M. Prohorov . - M . : Szovjet Enciklopédia , 1990. - T. 2: Minőségi tényező - Magneto-optika. - 704 p. — 100.000 példány. — ISBN 5-85270-061-4 . : "Compton egy foton rugalmas szóródását egy szabad elektron által nyugalmi állapotban tekintette".
↑ Bilenky S. M. Mikrorészecskék szórása // Fizikai enciklopédia : [5 kötetben] / Ch. szerk. A. M. Prohorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1994. - V. 4: Poynting - Robertson - Streamers. - 704 p. - 40.000 példány. - ISBN 5-85270-087-8 . : " A mikrorészecskék szórása a részecskék ütközésének folyamata, amelynek eredményeként vagy a pillanatnyi változásuk ( rugalmas szórás ), vagy az impulzusváltozással együtt a részecskék belső állapota is megváltozik, vagy más [negatív] részecskék képződnek ( rugalmatlan folyamatok )".
↑ Christillin P. (1986). „Nukleáris Compton-szórás” . J Phys. G: Nucl. Phys . 12 (9): 837-851. Bibcode : 1986JPhG...12..837C . DOI : 10.1088/0305-4616/12/9/008 .
↑ Griffiths, David. Bevezetés az elemi részecskékbe . - Wiley, 1987. - P. 15 , 91. - ISBN 0-471-60386-4 .
↑ C. Moore. A Thomsonról a Compton-szórásra való átmenet megfigyelése az elektronokkal való optikai többfoton kölcsönhatásban . (határozatlan)
↑ 1 2 3 Taylor, JR Modern fizika tudósoknak és mérnököknek / JR Taylor, CD Zafiratos, MA Dubson. — 2. - Prentice Hall , 2004. - P. 136-9 . — ISBN 0-13-805715-X .
↑ Sivukhin, 1986 , p. 31.
↑ Sivukhin, 1986 , p. 32.
↑ Sivukhin, 1986 , p. harminc.
↑ Született M. Atomfizika. - M . : Mir, 1965. - S. 389.
↑ 1 2 3 4 Prohorov, 1990 , p. 431.
↑ 1 2 3 Prohorov, 1990 , p. 432.
↑ Mikhailov Aleksandr, ..., Nefiodov Andrei (2018). „Héliumszerű ionok ionizációja-gerjesztése Compton-szórásnál” . Journal of Experimental and Theoretical Physics . 127 , 620-626 (1999)]. DOI : 10.1134/S1063776118090170 . Letöltve: 2020. Lipnya 26 . Ellenőrizze a dátumot itt: |accessdate=( súgó angolul )
↑ Kaplan Ilja, ..., Judin Gennagyij (1975). „Nemrelativisztikus kompton-effektus kötött elektronhoz” (PDF) . Journal of Experimental and Theoretical Physics . 69 (1):9-22 . Letöltve: 2020. Lipnya 26 . Ellenőrizze a dátumot itt: |accessdate=( súgó angolul )
↑ R. Nave. Compton szórási adatok . Hiperfizika . Letöltve: 2020. június 26. Archiválva : 2010. február 23. (határozatlan)
↑ Iskhanov, Kapitonov, Kebin, 2007 , p. 535.
↑ Mandl Franz et. al. (1952). „A kettős Compton-effektus elmélete” . A Londoni Királyi Társaság közleménye. A sorozat, Matematikai és fizikai tudományok . 215 (1123): 497-507. DOI : 10.1098/rspa.1952.0227 .
↑ Ivanov Dmitrij et. al. (2006). „A nemlineáris Compton és Breit-Wheeler folyamatok teljes leírása” . Acta Physica Polonica B. 37 (4):1073.
↑ Dr. Susan Leah. Elektromos mezők a dielektrikumokban . San Francisco Állami Egyetem (2006). (határozatlan)
↑ Danson; et al. (2019). „Petawatt és exawatt osztályú lézerek világszerte” (PDF) . Nagyteljesítményű lézertudomány és mérnöki tudomány . 7:54 DOI : 10.1017 / hpl.2019.36 .
↑ Bisesto; et al. (2018). „A nagy intenzitású lézer-anyag kölcsönhatások során indukált elektromos mezők fejlődése ” Nukleáris műszerek és módszerek a fizikakutatásban A. rész: Gyorsítók, spektrométerek, detektorok és kapcsolódó berendezések . 909 , 398-401. DOI : 10.1016/j.nima.2018.03.040 .
↑ Bernardini et. al. (1960). "Proton kompton effektus" . Il Nuovo Cimento (1955-1965) . 18 , 1203-1236 (1999)]. DOI : 10.1007/BF02733177 . Letöltve: 2020. június 31 . Ellenőrizze a dátumot itt: |accessdate=( súgó angolul )
↑ Sharaf, Jamal (2001). „A Compton-szórási denzitometria gyakorlati szempontjai” . Alkalmazott sugárzás és izotópok . 54 (5): 801-809. DOI : 10.1016/S0969-8043(00)00333-X . Letöltve: 2020. Lipnya 26 . Ellenőrizze a dátumot itt: |accessdate=( súgó angolul )
↑ Redler (2018). „Compton scatter imaging: Ígéretes modalitás a képvezetéshez a tüdő sztereotaxiás testsugárterápiájában ” orvosi fizika . 45 (3): 1233-1240. DOI : 10.1002/mp.12755 . Letöltve: 2020. Lipnya 26 . Ellenőrizze a dátumot itt: |accessdate=( súgó angolul )
↑ Rao; et al. (2002). „Doppler-kiszélesedés és hozzájárulása a Compton energiaelnyelési keresztmetszeteihez: A Compton komponens elemzése a tömeg-energia elnyelési együttható tekintetében” (PDF) . Journal of Physical and Chemical Reference Data . 31 (3): 769. doi : 10.1063/ 1.1481880 . Letöltve: 2020. Lipnya 26 . Ellenőrizze a dátumot itt: |accessdate=( súgó angolul )
↑ A gamma-sugárzás forrásai . Nukleáris fizika online . Letöltve: 2020. március 26. Archiválva : 2021. március 21. (határozatlan)
↑ Az imaging Compton Telescope (COMPTEL) . NASA.gov (2005). Letöltve: 2020. március 27. Archiválva : 2021. március 21. (határozatlan)
↑ Planck Collaboration (2014). Planck 2013 eredményei. XXIX. Sunyaev-Zeldovich források Planck-katalógusa” (PDF) . Csillagászat és asztrofizika . 571 : 41. DOI : 10.1051/0004-6361/201321523 . Letöltve: 2021. március 7 . Ellenőrizze a dátumot itt: |accessdate=( súgó angolul )
↑ Camphausen KA, Lawrence RC. "Principles of Radiation Therapy" in Pazdur R, Wagman LD, Camphausen KA, Hoskins WJ (szerk.) Cancer Management: A Multidiszciplináris megközelítés . 11 ed. 2008.
↑ I. G. Kaplan (2003). „Compton-szórás az impulzusközelítésen túl”. Fizikai áttekintés B. 68 :235104. arXiv : cond-mat/0304294 . DOI : 10.1103/PhysRevB.68.235104 .
↑ Malcolm Cooper. X Ray Compton Scattering . - OUP Oxford , 2004. október 14. - ISBN 978-0-19-850168-8 .
↑ 1 2 3 Compton-effektus . Nukleáris fizika online . Letöltve: 2020. március 25. Archiválva : 2021. március 21. (határozatlan)
↑ Compton-effektus // Nagy Szovjet Enciklopédia : [30 kötetben] / ch. szerk. A. M. Prohorov . - 3. kiadás - M . : Szovjet Enciklopédia, 1969-1978.
↑ GRAAL honlap . lnf.infn.it. Letöltve: 2011. november 8. (határozatlan)
↑ Duke Egyetem TUNL HIGS létesítmény . Hozzáférés időpontja: 2021. január 31. (határozatlan)

Irodalom

Sivukhin DV Atomfizika // A fizika általános kurzusa . — M .: Nauka , 1986. — V. 5. — 426 p.
Compton-effektus // Fizikai enciklopédia / A. M. Prokhorov. - M . : Szovjet Enciklopédia , 1990. - T. 2: Minőségi tényező - Magneto-optika. - 703 p.
Ishkhanov B. S., Kapitonov I. M., Kebin E. I. Részecskék és atommagok: Alapfogalmak . — M. : LKI , 2007. — 584 p.

Szótárak és enciklopédiák

Bibliográfiai katalógusokban
BNF : 11981956v GND : 4148252-9 J9U : 987007545780105171 LCCN : sh85029463 NDL : 00561179 NKC : ph561152