Efectul Compton

Efectul Compton ( efectul Compton , împrăștierea Compton ) este împrăștierea elastică a unui foton de către o particulă încărcată , de obicei un electron , numită după descoperitorul Arthur Holly Compton . Dacă împrăștierea duce la o scădere a energiei , deoarece o parte din energia fotonului este transferată electronului reflectat, ceea ce corespunde unei creșteri a lungimii de undă a fotonului (care poate fi un foton cu raze X sau gamma ), atunci aceasta procesul se numește efect Compton . Imprăștirea inversă Compton are loc atunci când o particulă încărcată transferă o parte din energia sa unui foton, ceea ce corespunde unei scăderi a lungimii de undă a unui cuantum de lumină.

Descoperit de fizicianul american Arthur Compton în 1923 în experimente cu raze X [1] [2] ; pentru această descoperire, Compton a câștigat Premiul Nobel pentru fizică în 1927 .

Efectul Compton este similar în natură cu efectul fotoelectric - diferența este că, cu efectul fotoelectric, fotonul este absorbit complet de electron, în timp ce cu împrăștierea Compton schimbă doar direcția de mișcare și energie [3] .

Introducere

Imprăștirea Compton este un exemplu de împrăștiere elastică [4] [5] a luminii de către o particulă încărcată liberă, unde lungimea de undă a luminii împrăștiate diferă de lungimea de undă a radiației incidente. În experimentul original al lui Compton ( vezi Fig. 1 ), energia unui foton de raze X ( ≈17 keV ) a fost mult mai mare decât energia de legare a unui electron atomic, astfel încât electronii puteau fi considerați liberi după împrăștiere. Cantitatea cu care se modifică lungimea de undă a luminii se numește deplasare Compton . Deși există împrăștierea Compton nucleară [6] , împrăștierea Compton se referă de obicei la o interacțiune care implică doar electronii unui atom.

Efectul a fost observat de Arthur Holly Compton în 1923 la Universitatea Washington din St. Louis și a fost confirmat în anii următori de studentul său absolvent Y. H. Wu . Compton a primit Premiul Nobel pentru fizică în 1927 pentru descoperirea sa.

Acest efect este important deoarece demonstrează că lumina nu poate fi explicată doar ca un fenomen ondulatoriu [7] . Răstirea Thomson , care decurge din teoria clasică a împrăștierii undelor electromagnetice de către particulele încărcate, nu poate explica modificările lungimii de undă la intensitate scăzută, deoarece, în mod clasic, lumina trebuie să fie de o intensitate suficientă pentru ca un câmp electric să accelereze o particulă încărcată la viteza relativistă, provocând recul din cauza presiunii radiației și a deplasării Doppler asociate a luminii împrăștiate [8] , dar efectul ar deveni arbitrar mic la intensități luminoase suficient de scăzute, indiferent de lungimea de undă . Astfel, lumina se comportă ca și cum ar fi făcută din particule, ceea ce explică împrăștierea Compton de intensitate scăzută. Sau presupunerea că electronul poate fi considerat liber este incorectă, ceea ce duce la o masă practic infinită a electronului, egală cu masa nucleului (vezi, de exemplu, comentariul de mai jos despre împrăștierea elastică a razelor X cauzată de prin acest efect). Experimentul lui Compton i-a convins pe fizicieni că lumina poate fi privită ca un flux de obiecte asemănătoare particulelor (cuante, numite fotoni) a căror energie este proporțională cu frecvența undei luminoase.

După cum se arată în Figura 2, interacțiunea dintre un electron și un foton are ca rezultat ca electronul să câștige o parte din energie, în timp ce fotonul cu energia rămasă este emis într-o direcție diferită de cea originală, astfel încât impulsul total al sistemului este de asemenea conservat. Dacă fotonul împrăștiat are încă suficientă energie, procesul poate fi repetat. În acest scenariu, electronul este tratat ca liber sau slab legat. Verificarea experimentală a conservării impulsului în procesele individuale de împrăștiere Compton de către Bothe și Geiger, precum și de către Compton și Simon, a fost importantă în infirmarea teoriei Bohr-Kramers-Slater , care se baza pe vechea teorie cuantică.

Imprăștirea Compton este unul dintre cele trei procese concurente în interacțiunea fotonilor cu materia. La energii care variază de la câțiva eV la câțiva keV, corespunzătoare unui spectru de la lumina vizibilă la raze X moi, un foton poate fi absorbit complet, iar energia sa poate îndepărta un electron din atomul gazdă, proces cunoscut sub numele de efect fotoelectric . Fotonii de înaltă energie de 1,022 MeV și mai sus pot bombarda nucleul și pot provoca formarea unei perechi electron-pozitron. Acest proces se numește producție de perechi . Imprăștirea Compton este cel mai important proces în interacțiunea în regiunea de energie intermediară.

Descrierea fenomenului

Până la începutul secolului al XX-lea, cercetările privind interacțiunea razelor X cu materia erau în plină desfășurare. S-a observat că atunci când razele X cu o lungime de undă cunoscută interacționează cu atomii, razele X sunt împrăștiate într-un unghi , iar lungimea de undă a cuantumului împrăștiat este legată de . Deși electromagnetismul clasic a prezis că lungimea de undă a razelor împrăștiate ar trebui să fie egală cu lungimea de undă inițială [9] , numeroase experimente au arătat că lungimea de undă a razelor împrăștiate era mai mare (corespunzând unei energii mai mici) decât lungimea de undă inițială. $\theta$ $\theta$

În 1923, Compton a publicat un articol în Physical Review în care a explicat deplasarea razelor X prin atribuirea unui impuls asemănător particulelor cuantelor de lumină. Einstein a propus cuante de lumină în 1905 pentru a explica efectul fotoelectric, dar Compton nu s-a bazat pe munca lui Einstein. Energia cuantelor de lumină depinde doar de frecvența luminii. În lucrarea sa, Compton a derivat o relație matematică între deplasarea lungimii de undă și unghiul de împrăștiere a razelor X, presupunând că fiecare foton de raze X împrăștiat interacționează cu un singur electron. Articolul său se încheie cu un raport despre experimente care i-au confirmat relația:

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

unde: este lungimea de undă inițială,

\lambda

\lambda '

este lungimea de undă după împrăștiere,

h

este constanta lui Planck ,

pe mine

este masa în repaus a electronului ,

c

- viteza luminii

\theta

este unghiul de împrăștiere.

Mărimea este cunoscută ca lungimea de undă Compton a electronului; este egal cu 2,43⋅10 -12 m . Deplasarea lungimii de undă este de cel puțin zero ( =0°) și nu este mai mult de două ori lungimea de undă Compton a unui electron ( =180°). ${\frac {h}{m_{e}c))$ $(\lambda '-\lambda )$ $\theta$ $\theta$

Compton a descoperit că unele raze X nu prezintă nicio schimbare a lungimii de undă, în ciuda faptului că sunt împrăștiate la unghiuri mari; în fiecare dintre aceste cazuri, fotonul nu a putut elimina un electron [9] . Astfel, amploarea acestei deplasări nu este legată de lungimea de undă Compton a electronului, ci de lungimea de undă Compton a întregului atom, care poate fi de 10.000 de ori mai mică. Aceasta este cunoscută ca împrăștiere „coerentă” pe întregul atom, deoarece atomul rămâne intact și nu primește excitație internă.

Experimentele originale ale lui Compton, citate mai sus, au măsurat direct deplasarea lungimii de undă. În experimentele moderne, se obișnuiește să se măsoare energiile mai degrabă decât lungimile de undă ale fotonilor împrăștiați. Pentru o energie dată a cuantumului incident , energia fotonului de ieșire în starea finală, , este dată de: $E_{\gamma}=hc/\lambda,$ $E_{\gamma ^{\prime }}$

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

Imposibilitatea interpretării clasice

În electrodinamica clasică, interacțiunea unui electron cu o undă electromagnetică , ținând cont doar de componenta electrică, este descrisă astfel: sub influența perturbațiilor periodice, electronul începe să oscileze cu aceeași frecvență cu unda care se apropie și să radieze noi unde electromagnetice de aceeași frecvență.

Dacă luăm în considerare și câmpul magnetic , atunci mișcarea electronului va fi descrisă printr-o ecuație diferențială complexă , iar dacă câmpul este suficient de puternic pentru a accelera electronul la viteze relativiste , electronul poate începe să radieze la frecvențe diferite de frecvența undei inițiale [10] .

Cu toate acestea, teoria clasică nu presupune în niciun caz existența reculului printre electroni - unda este distribuită în spațiu și nu se poate „concentra” pe un electron și îl scoate din atom. Prin urmare, înregistrarea unor astfel de electroni indică cu acuratețe caracterul incomplet al descrierii clasice, și anume natura corpuscular-undă a luminii [11] .

Abordarea semiclasică face posibilă obținerea doar a modificării lungimii de undă a fotonului împrăștiat. Pentru a calcula secțiunea transversală de împrăștiere, este necesar să se aplice ecuațiile electrodinamicii cuantice . Această distribuție este dată de formula Klein-Nishina .

Pe măsură ce energia fotonului crește, probabilitatea de împrăștiere scade treptat, iar probabilitatea de împrăștiere la unghiuri mari scade mai repede.

Unghiul de împrăștiere al unui electron de recul diferă de unghiul de împrăștiere al unui foton și, în cazul împrăștierii de către un electron liber, este descris de ecuația [12] :

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

unde este unghiul de împrăștiere a fotonilor.

\theta

Derivarea formulei de împrăștiere

Un foton γ cu o lungime de undă λ se ciocnește cu un electron e dintr-un atom, care este considerat a fi în repaus. Ciocnirea face ca electronul să se retragă și un nou foton γ ' cu o lungime de undă λ ' zboară sub un unghi θ față de direcția inițială a mișcării fotonului. (În continuare e ' este electronul după ciocnire.) Compton a permis posibilitatea ca interacțiunea să accelereze uneori electronul la viteze suficient de apropiate de viteza luminii încât teoria specială a relativității a lui Einstein trebuie aplicată pentru a-i descrie corect energia și impulsul.

La încheierea lucrării lui Compton din 1923, el a raportat rezultatele experimentelor care confirmă predicțiile formulei sale de împrăștiere, confirmând astfel ipoteza că fotonii poartă impuls, precum și energie sub formă de cuante. La începutul derivării sale, el a postulat o expresie pentru impulsul unui foton, echivalând relația dintre masă și energie deja stabilită de Einstein cu energiile cuantificate ale fotonilor , pe care Einstein le-a postulat separat. Dacă atunci masa echivalentă a fotonului ar trebui să fie , atunci impulsul fotonului este egal cu această masă efectivă înmulțită cu viteza invariantă a fotonului. Pentru un foton, impulsul său și, prin urmare, poate fi înlocuit cu pentru toți termenii care conțin impulsul unui foton, care apar în procesul de derivare de mai jos. Concluzia care apare în lucrarea lui Compton este mai concisă, dar urmează aceeași logică în aceeași succesiune ca și concluzia dată. $E=mc^{2}$ $hf,$ $mc^{2}=hf,$ $hf/c^{2}.$ $c$ $p=hf/c,$ $hf$ $pc$

Legea conservării energiei pur și simplu egalizează suma energiilor înainte și după împrăștiere: $E$

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

Compton a postulat că fotonii poartă impuls [9] și, prin urmare, din legea conservării impulsului , momentul particulelor trebuie corelat în mod similar prin:

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

în care impulsul inițial al electronului este omis în ipoteza că acesta este efectiv zero. ${p_{e)}$

Energiile fotonice sunt legate de frecvențe prin relațiile:

E_{\gamma }=hf\!

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

unde este constanta lui Planck .

h

Înainte de evenimentul de împrăștiere, electronul este considerat a fi suficient de aproape de starea sa de repaus, astfel încât energia sa totală să fie formată în întregime din masa sa de repaus, din energia sa se obține: $m_{e}$

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

După împrăștiere, există posibilitatea ca electronul să poată fi accelerat la o fracțiune semnificativă a vitezei luminii, ceea ce înseamnă că energia sa totală trebuie reprezentată folosind relația relativistă energie-impuls ca:

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

După înlocuirea acestor mărimi în expresia pentru conservarea energiei, obținem:

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

Această expresie poate fi folosită pentru a găsi impulsul electronului împrăștiat:

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

Această cantitate de impuls câștigată de electron (anterior egală cu zero) depășește raportul energie/c pierdută de foton:

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

Ecuația (1) raportează diferitele energii luate în considerare în coliziune. Modificarea impulsului unui electron implică o modificare relativistă a energiei electronului, deci nu este legată pur și simplu de schimbarea energiei care are loc în fizica clasică. O modificare a impulsului unui foton este asociată nu numai cu o schimbare a energiei acestuia, ci implică și o schimbare de direcție.

Rezolvarea ecuației pentru conservarea impulsului în raport cu impulsul electronului împrăștiat conduce la:

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

Folosind produsul scalar se obține pătratul mărimii sale:

{\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{aligned))

$p_{\gamma }c$ este înlocuit și, înmulțind ambele părți cu , obținem [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 ~.

După înlocuirea termenilor cu impulsul fotonului cu , se obține a doua expresie pentru impulsul electronului împrăștiat: $hf/c$

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

Echivalând expresiile alternative pentru acest impuls, se obține expresia:

(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 }~,

care, după deschiderea pătratului și rearanjarea termenilor, se transformă în forma:

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

Împărțirea ambelor părți la dă: $2hff'm_{e}c$

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

În sfârșit, din moment ce , atunci: $f\lambda =f'\lambda '=c$

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

În plus, unghiul dintre direcția electronului de ieșire și direcția fotonului incident este dat de: $\varphi$

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

Secțiunea transversală a efectului Compton este descrisă de formula Klein-Nishina .

Răspândirea de către un electron legat

Dacă electronul pe care este împrăștiat fotonul se află în atom , atunci modelul de împrăștiere devine mai complicat.

Dacă energia de legare a electronului este mai mare decât energia fotonului incident, atunci electronul nu este scos din înveliș și fotonul este împrăștiat de întreg atomul ca unul singur. În acest caz, în locul masei electronului din formula de modificare a lungimii de undă, va exista masa atomului, care este de zeci de mii de ori mai mare - ceea ce înseamnă că modificarea lungimii de undă va fi de zeci de mii. de ori mai putin. Prin urmare, fotonii de energie joasă (de exemplu, în domeniul vizibil ) se împrăștie aproape elastic - o astfel de împrăștiere se numește Rayleigh .

O altă variantă posibilă este împrăștierea Raman , în care o parte din energia fotonului este transferată în energia vibrațiilor naturale ale moleculei sau invers.

În cazul împrăștierii Compton adecvate, dacă energia fotonului incident este mult mai mare decât în cazul în care este constantă structura fină și este sarcina efectivă a nucleului în unități (diferită pentru diferite învelișuri), putem presupune că electronul este liber, iar împrăștierea ei este descrisă de formulele de împrăștiere pe un electron liber [14 ] . ${\mathcal {E}}_{0}\gg \alpha Z_{eff}m_{e}c^{2},$ $\alfa$ $Z_{eff)$ $e$

Dacă ar trebui să se țină cont de faptul că la ecuația de conservare a energiei se adaugă în timpul împrăștierii un termen asociat cu energia de legare, iar pe de altă parte, se manifestă interacțiunea electronului cu ionul lăsat de acesta . Pentru a descrie un astfel de proces se folosesc diagrame Feynman de tip „pescăruș” [15] . $m_{e}c^{2}\gg {\mathcal {E}}_{0}\gg E_{3},$

Probabilitatea de împrăștiere este aproape de zero la energii fotonii incidente scăzute, crește treptat odată cu creșterea energiei și apoi scade. Poziția vârfului depinde de sarcina efectivă a nucleului: cu cât este mai mare, cu atât vârful îi corespunde mai multă energie. De asemenea, cu cât valoarea încărcăturii nucleare este mai mare, cu atât este mai mică, în termeni absoluti, secțiunea transversală a vârfului de împrăștiere [16] .

În distribuția unghiulară, cu o creștere a sarcinii nucleului, sunt suprimate abaterile cu un unghi mic - adică reflexia la 180° are cea mai mare probabilitate la împrăștierea pe electroni K ai elementelor grele, chiar și pentru energii mari [ 14] .

O altă caracteristică a împrăștierii de către electroni într-un atom este lărgirea liniei spectrale corespunzătoare unui unghi de împrăștiere dat. Adică, dacă în timpul împrăștierii de către un electron liber, orice unghi corespunde unei anumite valori, atunci în timpul împrăștierii de către un atom, fiecare unghi corespunde unui întreg interval de astfel de valori. Acest lucru se datorează faptului că electronul este localizat în atom și, prin urmare, are o incertitudine în ceea ce privește impulsul . Lățimea liniei este proporțională cu energia fotonului incident și cu rădăcina pătrată a energiei de legare a electronului [17] . $\Delta \lambda ,$

Deoarece un atom are de obicei mulți electroni cu energii de legare diferite, atunci pentru aceeași energie a fotonului incident, unii electroni se vor împrăștia în funcție de tipul Compton, iar pentru alții (a căror energie de legare este mai mare decât energia fotonului), conform lui Rayleigh , în funcție de ce electron de înveliș a interacționat fotonul. Prin urmare, spectrele reale ale fotonilor împrăștiați conțin de obicei două vârfuri - unul dintre ele coincide cu frecvența luminii incidente, iar al doilea - cu fotoni Compton mai puțin energici [18] .

Imprăștirea Compton pe un electron legat este principala cale de pierdere a energiei în materie pentru razele gamma din intervalul de energie medie de la 100 keV (1 MeV pentru atomi grei) la câțiva MeV. Pentru fotonii de energie inferioară sunt mai importante procesele de împrăștiere Rayleigh și efectul fotoelectric , iar pentru cei de energie mai mare, procesele de producere a perechilor electron-pozitron în câmpul Coulomb al nucleului [19] .

Câteva cazuri speciale de împrăștiere Compton

Dublă împrăștiere

Uneori, în procesul de împrăștiere, un electron poate absorbi un foton și emite doi. Acest proces are loc mult mai puțin frecvent decât împrăștierea obișnuită. Cazul cel mai probabil este atunci când unul dintre fotonii generați este de energie foarte scăzută, iar probabilitatea de emisie a doi fotoni cu energii apropiate este minimă [20] .

De asemenea, emisia a trei sau mai mulți fotoni este posibilă, dar este suprimată cu un factor (al constantei structurii fine) (1/137) n-1, unde n este numărul de fotoni [14] .

Când sunt emiși doi sau mai mulți fotoni, relația directă dintre unghiul de deviere și modificarea lungimii de undă se pierde, astfel încât este necesară luarea în considerare corectă a zgomotului din efectul Compton dublu pentru o măsurare precisă a efectului Compton normal.

Imprăștire neliniară

Dacă intensitatea luminii incidente este foarte mare, electronul poate absorbi mai mulți fotoni și poate emite unul - acest proces se numește împrăștiere Compton neliniară. Secțiunea sa transversală, spre deosebire de împrăștierea obișnuită, depinde de densitatea fotonilor din fascicul [21] . Imprăștirea printr-un astfel de canal devine probabilă atunci când intensitatea câmpului generată de o undă electromagnetică depășește intensitatea câmpului într-un atom (care chiar și pentru hidrogen are o valoare de aproximativ 4·10 10 V/m [22] ) de peste 137 de ori. Asemenea condiții apar la o intensitate de radiație foarte mare și sunt realizabile până în 2020 doar cu ajutorul câtorva dintre cele mai puternice lasere din lume [23] (a căror intensitate de radiație ar trebui să fie mai mare de 10 21 W/cm [24] ). În natură, astfel de procese pot fi realizate pe suprafața stelelor neutronice [15] .

Imprăștirea prin particule grele

Fotonii se pot împrăștia pe protoni și neutroni, precum și pe electroni, cu toate acestea, datorită faptului că nucleonii sunt de aproape 2000 de ori mai grei decât un electron, modificarea lungimii de undă este, de asemenea, de mii de ori mai mică și, prin urmare, devine vizibilă numai pentru foarte înalte. fotoni de energie [15] . În plus, interacțiunea nucleonilor dintr-un nucleu este mult mai complicată decât interacțiunea unui electron cu un nucleu, ceea ce afectează și forma spectrului fotonilor împrăștiați [25] .

Aplicație

Măsurând intensitatea luminii împrăștiate, se poate determina cu mare precizie densitatea electronilor din corp [26] .

Dacă obiectul are o structură internă complexă, atunci este posibil să se separe radiația împrăștiată care vine din fiecare secțiune individuală de-a lungul fasciculului. Așa funcționează tomografia Compton [27] . Principalul său avantaj este capacitatea de a scana un obiect, chiar dacă nu există acces complet la acesta (este imposibil să faci o rotire completă a emițătorului și a detectorului), iar dezavantajul este rezoluția scăzută.

Analizând secțiunea transversală de împrăștiere Compton la diferite energii, se poate stabili distribuția momentelor de mișcare a electronilor în diferite învelișuri. Dependența secțiunii transversale de energie se numește profilul Compton al materiei [28] . De asemenea, cunoașterea profilului Compton este necesară pentru radiografia de înaltă precizie , deoarece împrăștierea Compton produce zgomot în modelul de umbră cu raze X.

Utilizarea efectului Compton face posibilă crearea de lasere cu lungime de undă reglabilă continuu - o astfel de ajustare are loc datorită rotației țintei în jurul dispertorului [29] .

Dacă un foton este detectat mai întâi de un detector și apoi de altul, apoi analizând modificarea energiei fotonului, se poate determina traiectoria sa inițială [30] . Așa funcționează telescoapele cu raze gamma Compton , care au un câmp vizual foarte larg. De exemplu, telescopul de pe observatorul orbital Compton are un câmp vizual de 1 steradian .

Imprăștirea inversă Compton a electronilor relativiști pe radiația de microunde relicvă creează fotoni de recul cu o energie de 50-100 keV [14] . Acest fenomen este cunoscut sub numele de efectul Sunyaev-Zel'dovich . Prin detectarea unor astfel de fotoni de înaltă energie, se poate studia distribuția pe scară largă a materiei în univers . Cea mai completă trecere în revistă a surselor de astfel de radiații a fost făcută de telescopul spațial Planck [31] .

Imprăștirea Compton

Imprăștirea Compton este de o importanță capitală pentru radiobiologie , deoarece aceasta este cea mai probabilă interacțiune a razelor gamma și a razelor X de înaltă energie cu atomii din organismele vii - utilizate în terapia cu radiații [32] .

În știința materialelor, împrăștierea Compton poate fi utilizată pentru a studia funcția de undă a electronilor din materie în reprezentarea impulsului [33] .

Imprăștirea Compton este un efect important în spectroscopia cu raze gamma care are ca rezultat o margine Compton, deoarece razele gamma se împrăștie și în afara detectorilor utilizați. Suprimarea Compton este utilizată pentru a detecta împrăștierea razelor gamma parazitare pentru a explica acest efect.

Imprăștirea magnetică Compton

Imprăștirea magnetică Compton este o modificare a tehnicii menționate anterior, care implică magnetizarea unei probe cristaline de fotoni polarizați circular de energie înaltă. Măsurând energia fotonilor împrăștiați și schimbând magnetizarea probei, sunt generate două profiluri Compton diferite (unul pentru impulsuri de spin up și unul pentru impulsuri de spin down). Diferența dintre aceste două profiluri oferă profilul Compton magnetic (MPC), care este determinat de o funcție - o proiecție unidimensională a densității spinului electronic. $J_{\text{mag}}(\mathbf {p} _{z})$

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}~,

unde este numărul de electroni nepereche din sistem;

\mu

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

și sunt distribuții tridimensionale de impuls de electroni pentru electroni cu proiecțiile de spin principal și, respectiv, minor.

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

Deoarece acest proces de împrăștiere este incoerent (nu există o relație de fază între fotonii împrăștiați), MPC reprezintă proprietățile în vrac ale probei și măsoară starea fundamentală. Aceasta înseamnă că MPC este ideal pentru compararea cu metode teoretice precum teoria funcțională a densității . Aria de sub diagrama MPC este direct proporțională cu momentul de rotație al sistemului, prin urmare, în combinație cu metodele de măsurare a momentului magnetic total (cum ar fi magnetometria SQUID ), poate fi utilizată pentru a izola atât contribuțiile spinului, cât și orbitale la magnetic total. momentul sistemului. Forma MPC oferă, de asemenea, o idee despre originea magnetismului în sistem [34] .

Efect Compton invers

Dacă un foton este împrăștiat de electronii în mișcare, atunci energia fotonului împrăștiat poate fi mai mare decât energia celui incident (respectiv, energia electronului după ciocnire scade). Acest proces se numește împrăștiere Compton inversă. Acest proces este principalul mecanism de pierdere de energie de către electronii relativiști în spațiul interstelar. Dacă vitezele inițiale ale fotonului sunt distribuite izotrop , atunci energia medie a fotonilor împrăștiați va fi egală cu [35] :

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

Energia unui foton împrăștiat pe un electron:

{\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 )))~,

unde: - unghiul dintre direcțiile de mișcare a acestora;

\theta

\phi

este unghiul dintre direcțiile de mișcare ale incidentului și fotonii împrăștiați;

\beta =v/c

[35] este viteza adimensională a electronului.

În cazul unei coliziuni „frontale” [35] :

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

În cazul efectului Compton invers, modificarea lungimii de undă a luminii incidente depinde de energia sa inițială, în timp ce pentru electronii staționari nu există o astfel de dependență.

Efectul Compton invers este responsabil pentru emisia de raze X din sursele galactice, componenta de raze X a radiației de fond relicte ( efectul Sunyaev-Zel'dovich ) și transformarea undelor de plasmă în unde electromagnetice de înaltă frecvență [36]. ] . Efectul este observat și atunci când fotonii cosmici de fond cu microunde călătoresc prin gazul fierbinte din jurul unui grup de galaxii . Fotonii CMB sunt împrăștiați de electroni în acest gaz la energii mai mari, ceea ce duce la efectul Sunyaev-Zel'dovich . Observațiile acestui efect oferă mijloace practic independente de deplasarea spre roșu de a detecta clusterele de galaxii.

Imprăștirea inversă Compton joacă un rol important în astrofizică . În astronomia cu raze X , se presupune că discul de acreție care înconjoară o gaură neagră creează un spectru termic. Fotonii de energie mai joasă din acest spectru sunt împrăștiați la energii mai mari de electroni relativiști din coroana înconjurătoare . Se presupune că acest lucru cauzează o componentă a legii puterii în spectrele de raze X (0,2-10 keV) de acumulare a găurii negre. .

Unele instalații de radiație sincrotron împrăștie lumina laser de la un fascicul de electroni care se accelerează. Această reîmprăștiere Compton produce fotoni de înaltă energie variind de la MeV la GeV [37] [38] și ulterior utilizați în experimente de fizică nucleară.

Note

↑ Compton A. Scattering of X-rays as particles // Colecția Einstein 1986-1990. - M . : Nauka , 1990. - S. 398-404. - 2600 de exemplare.
↑ Filonovich S. R. Arthur Compton și descoperirea sa // Colecția Einstein 1986-1990. - M . : Nauka , 1990. - S. 405-422. - 2600 de exemplare.
↑ Prof. Jeffrey Coderre. Interacțiunile fotonilor cu materia . ocw.mit.edu (2004). (nedefinit)
↑ Efectul Yudin G. L. Compton // Enciclopedia fizică : [în 5 volume] / Cap. ed. A. M. Prohorov . - M . : Enciclopedia Sovietică , 1990. - T. 2: Factorul de calitate - Magneto-optică. - 704 p. — 100.000 de exemplare. — ISBN 5-85270-061-4 . : „Compton a considerat împrăștierea elastică a unui foton de către un electron liber în repaus”.
↑ Bilenky S. M. Scattering of microparticles // Physical Encyclopedia : [în 5 volume] / Cap. ed. A. M. Prohorov . - M . : Great Russian Encyclopedia , 1994. - V. 4: Poynting - Robertson - Streamers. - 704 p. - 40.000 de exemplare. - ISBN 5-85270-087-8 . : „ Răspândirea microparticulelor este procesul de ciocnire a particulelor, în urma căruia fie se schimbă momentul lor ( împrăștiere elastică ), fie, împreună cu schimbarea impulsului, se schimbă și stările interne ale particulelor, fie alte particule [negative] se formează ( procese inelastice )”.
↑ Christillin P. (1986). „Răspândirea nucleară Compton” . J Phys. G: Nucl. Fiz . 12 (9): 837-851. Cod biblic : 1986JPhG ...12..837C . DOI : 10.1088/0305-4616/12/9/008 .
↑ Griffiths, David. Introducere în particulele elementare . - Wiley, 1987. - P. 15 , 91. - ISBN 0-471-60386-4 .
↑ C. Moore. Observarea tranziției de la Thomson la Compton Scattering în interacțiuni optice multifotonice cu electronii . (nedefinit)
↑ 1 2 3 Taylor, JR Fizica modernă pentru oameni de știință și ingineri / JR Taylor, CD Zafiratos, MA Dubson. — al 2-lea. - Prentice Hall , 2004. - P. 136-9 . — ISBN 0-13-805715-X .
↑ Sivukhin, 1986 , p. 31.
↑ Sivukhin, 1986 , p. 32.
↑ Sivukhin, 1986 , p. treizeci.
↑ Născut M. Fizica atomică. - M . : Mir, 1965. - S. 389.
↑ 1 2 3 4 Prohorov, 1990 , p. 431.
↑ 1 2 3 Prohorov, 1990 , p. 432.
↑ Mihailov Aleksandr, ..., Nefiodov Andrei (2018). „Ionizarea-excitarea ionilor asemănători heliului la împrăștierea Compton” . Revista de fizică experimentală și teoretică . 127 : 620-626. DOI : 10.1134/S1063776118090170 . Preluat 26 Lipnya 2020 . Verificați data la |accessdate=( ajutor în engleză )
↑ Kaplan Ilya, ..., Yudin Gennadiy (1975). „Efect compton non-relativist pentru un electron legat” (PDF) . Revista de fizică experimentală și teoretică . 69 (1):9-22 . Preluat 26 Lipnya 2020 . Verificați data la |accessdate=( ajutor în engleză )
↑ R. Nave. Date de împrăștiere Compton . Hiperfizică . Consultat la 26 iunie 2020. Arhivat la 23 februarie 2010. (nedefinit)
↑ Ișhanov, Kapitonov, Kebin, 2007 , p. 535.
↑ Mandl Franz et. al. (1952). „Teoria efectului dublu Compton” . Proceedings of the Royal Society of London. Seria A, Științe matematice și fizice . 215 (1123): 497-507. DOI : 10.1098/rspa.1952.0227 .
↑ Ivanov Dmitry et. al. (2006). „Descrierea completă a proceselor neliniare Compton și Breit-Wheeler” . Acta Physica Polonica B. 37 (4): 1073.
↑ Dr. Susan Leah. Câmpuri electrice în dielectrice . Universitatea de Stat din San Francisco (2006). (nedefinit)
↑ Danson; et al. (2019). „Laserele de clasă Petawatt și exawatt în întreaga lume” (PDF) . Știință și inginerie laser de mare putere . 7 : 54.DOI : 10.1017/ hpl.2019.36 .
↑ Bisesto; et al. (2018). „Evoluția câmpurilor electrice induse în interacțiunile laser-materie de mare intensitate” . Instrumente și metode nucleare în cercetarea în fizică Secțiunea A: Acceleratoare, spectrometre, detectoare și echipamente asociate . 909 : 398-401. DOI : 10.1016/j.nima.2018.03.040 .
↑ Bernardini et. al. (1960). „Efectul compton de protoni” . Il Nuovo Cimento (1955-1965) . 18 : 1203-1236. DOI : 10.1007/BF02733177 . Preluat la 31 iunie 2020 . Verificați data la |accessdate=( ajutor în engleză )
↑ Sharaf, Jamal (2001). „Aspecte practice ale densitometriei de împrăștiere Compton” . Radiații aplicate și izotopi . 54 (5): 801-809. DOI : 10.1016/S0969-8043(00)00333-X . Preluat 26 Lipnya 2020 . Verificați data la |accessdate=( ajutor în engleză )
↑ Redler (2018). „Imagini de împrăștiere Compton: o modalitate promițătoare pentru ghidarea imaginilor în terapia cu radiații corporale stereotactice pulmonare” . fizica medicala . 45 (3): 1233-1240. DOI : 10.1002/mp.12755 . Preluat 26 Lipnya 2020 . Verificați data la |accessdate=( ajutor în engleză )
↑ Rao; et al. (2002). „Extinderea Doppler și contribuția sa la secțiunile transversale de absorbție a energiei Compton: o analiză a componentei Compton în termeni de coeficient de absorbție a energiei în masă” (PDF) . Jurnalul de date de referință fizice și chimice . 31 (3): 769. doi : 10.1063/ 1.1481880 . Preluat 26 Lipnya 2020 . Verificați data la |accessdate=( ajutor în engleză )
↑ Surse de radiații gamma . Fizica nucleară online . Preluat la 26 martie 2020. Arhivat la 21 martie 2021. (nedefinit)
↑ Telescopul Imaging Compton (COMPTEL) . NASA.gov (2005). Preluat la 27 martie 2020. Arhivat la 21 martie 2021. (nedefinit)
↑ Colaborarea Planck (2014). Rezultatele Planck 2013. XXIX. Catalogul Planck al surselor Sunyaev-Zeldovich” (PDF) . Astronomie și astrofizică . 571 : 41. DOI : 10.1051/0004-6361/201321523 . Preluat la 7 martie 2021 . Verificați data la |accessdate=( ajutor în engleză )
↑ Camphausen KA, Lawrence RC. „Principiile terapiei cu radiații” în Pazdur R, Wagman LD, Camphausen KA, Hoskins WJ (eds) Managementul cancerului: o abordare multidisciplinară . 11 ed. 2008.
↑ I. G. Kaplan (2003). „Răspândirea Compton dincolo de aproximarea impulsului”. Analiza fizică B. 68 : 235104. arXiv : cond-mat/0304294 . DOI : 10.1103/PhysRevB.68.235104 .
↑ Malcolm Cooper. Raze X Compton Scattering . - OUP Oxford , 14 octombrie 2004. - ISBN 978-0-19-850168-8 .
↑ 1 2 3 Efectul Compton . Fizica nucleară online . Preluat la 25 martie 2020. Arhivat la 21 martie 2021. (nedefinit)
↑ Efectul Compton // Marea Enciclopedie Sovietică : [în 30 de volume] / cap. ed. A. M. Prohorov . - Ed. a 3-a. - M . : Enciclopedia Sovietică, 1969-1978.
↑ Pagina principală GRAAL . lnf.infn.it. Preluat: 8 noiembrie 2011. (nedefinit)
↑ Duke University TUNL HIGS Facility . Data accesului: 31 ianuarie 2021. (nedefinit)

Literatură

Sivukhin DV Fizică atomică // Curs general de fizică . — M .: Nauka , 1986. — V. 5. — 426 p.
Efectul Compton // Enciclopedia fizică / A. M. Prokhorov. - M . : Enciclopedia Sovietică , 1990. - T. 2: Factorul de calitate - Magneto-optică. - 703 p.
Ishkhanov B. S., Kapitonov I. M., Kebin E. I. Particule și nuclee atomice: concepte de bază . — M. : LKI , 2007. — 584 p.

Dicționare și enciclopedii

În cataloagele bibliografice
BNF : 11981956v GND : 4148252-9 J9U : 987007545780105171 LCCN : sh85029463 NDL : 00561179 NKC : ph561152