Kompton effekti

Артур Холли Комптон томонидан кашф этилган комптоннинг тарқалиши (комптон эффекти деб ҳам аталади) зарядланган заррача, одатда электрон билан ўзаро таъсирдан кейин юқори частотали фотоннинг тарқалишидир. Агар бу фотон энергиясининг пасайишига (тўлқин узунлигининг ошишига) олиб келадиган бўлса (бу рентген ёки гамма-нурли фотон бўлиши мумкин), бу Комптон эффекти деб аталади. Фотон энергиясининг бир қисми тескари электронга ўтказилади. Тескари Комптон тарқалиши зарядланган заррача ўз энергиясининг бир қисмини фотонга ўтказганда содир бўлади.

Назарий қисм

1-расм: Комптон тажрибасининг схематик диаграммаси. Чапдаги графит нишонида комптоннинг тарқалиши содир бўлади. Ёриқ танланган бурчак остида тарқалган рентген фотонларини ўтказади. Тарқалган фотоннинг энергияси ионланиш камераси билан биргаликда ўнгдаги кристаллда Брагг тарқалиши ёрдамида ўлчанади; камера битта тарқалган фотонларнинг энергиясини эмас, балки вақт давомида тўпланган умумий энергияни ўлчаши мумкин эди.

Комптон сочилиши эластик бўлмаган сочилишга мисол бўла олади. Воқеа содир бўлган фотон лаборатория рамкасида энергияни йўқотади, бу кўп асрлик амалиёт эгилувчан тарқалиш билан аниқланган — см рамкада тегишли массалар бир хил бўлиб қолса ҳам, янги турлар яратилмайди ва кинетик энергия сақланиб қолмайди. эластик тўқнашув . Комптоннинг дастлабки тажрибасида (1-расмга қаранг) рентген нурлари фотонининг энергияси (≈17 кеВ) атом электронининг боғланиш энергиясидан сезиларли даражада катта эди, шунинг учун электронлар тарқалишдан кейин эркин деб ҳисобланиши мумкин эди. Ёруғликнинг тўлқин узунлиги ўзгаришига Комптон силжиши дейилади. Ядрода Комптон тарқалиши мавжуд бўлса-да, Комптон тарқалиши одатда атомнинг фақат электронлари иштирокидаги ўзаро таъсирни англатади. Комптон эффекти Артур Холли Комптон томонидан 1923 йилда Сент-Луисдаги Вашингтон университетида кузатилган ва кейинги йилларда унинг аспиранти ЙҲ Ву томонидан тасдиқланган. Комптон кашфиёти учун 1927 йилда физика бўйича Нобел мукофотига сазовор бўлди.

Таъсир жуда муҳим, чунки у ёруғликни фақат тўлқин ҳодисаси сифатида тушунтириб бўлмаслигини кўрсатади. Томсоннинг тарқалиши, зарядланган зарралар томонидан тарқалган электромагнит тўлқиннинг классик назарияси, паст интенсивликдаги тўлқин узунлигидаги силжишларни тушунтириб бера олмайди: классик тарзда, электр майдонининг зарядланган заррачани нисбий тезликка тезлаштириши учун этарли интенсивликдаги ёруғлик нурланиш босимининг орқага қайтишига олиб келади ва тарқалган ёруғликнинг Допплер силжиши билан боғлиқ, аммо тўлқин узунлигидан қатъи назар, этарли даражада паст ёруғлик интенсивлигида эффект ўзбошимчалик билан кичик бўлади. Шундай қилиб, агар биз паст интенсивликдаги Комптон тарқалишини тушунтирмоқчи бўлсак, ёруғлик ўзини заррачалардан ташкил топгандек тутиши керак. Ёки электронни эркин деб ҳисоблаш мумкин деган тахмин нотўғри бўлиб, натижада ядро массасига тенг бўлган чексиз электрон массаси пайдо бўлади (масалан, рентген нурларининг эластик тарқалиши ҳақидаги қуйидаги изоҳга қаранг). Комптоннинг тажрибаси физикларни ёруғлик энергияси ёруғлик тўлқинининг частотасига пропорционал бўлган заррачага ўхшаш об’эктлар оқими (фотонлар деб аталадиган квантлар) сифатида қараш мумкинлигига ишонтирди.

2-расмда кўрсатилганидек, электрон ва фотон ўртасидаги ўзаро таъсир натижасида электронга энергиянинг бир қисми берилади (уни орқага қайтариш), қолган энергиянинг фотони эса асл нусхадан бошқа йўналишда чиқарилади, шунинг учун тизимнинг умумий импулси ҳам сақланиб қолади. Агар тарқоқ фотон ҳали ҳам этарли энергияга эга бўлса, жараён такрорланиши мумкин. Ушбу сценарийда электрон эркин ёки эркин боғланган деб ҳисобланади. Комптоннинг индивидуал сочилиш жараёнларида импулснинг сақланишини Ботҳе ва Геигер ҳамда Комптон ва Симон томонидан экспериментал текшириш БКС назариясини рад этишда муҳим аҳамиятга эга бўлди.

Комптоннинг тарқалиши фотонлар материя билан ўзаро таъсирлашганда тўртта рақобатлашувчи жараёнлардан биридир. Юмшоқ рентген нурлари орқали кўринадиган ёруғликка мос келадиган бир неча эВ дан бир неча кеВ гача бўлган энергияларда фотон тўлиқ сўрилиши мумкин ва унинг энергияси ўз атомидан электронни чиқариб юбориши мумкин, бу фотоэлектр эффекти деб номланади. Юқори энергияли фотонлар 6987163742436971400♠1.022 МеВ ва ундан юқори ядрони бомбардимон қилиши ва электрон ва позитрон ҳосил бўлишига олиб келиши мумкин, бу жараён жуфт ишлаб чиқариш деб аталади; ҳатто юқори энергияли фотонлар (камида 6987267563473329000♠1.670 МеВ чегаравий энергиядан ташқари)6987267563473329000♠1.670 МеВ, иштирок этган ядроларга қараб), фотопарчаланиш деб аталадиган жараёнда ядродан нуклон ёки алфа заррачани чиқариб юбориши мумкин. Комптоннинг тарқалиши интервенсия энергия минтақасидаги энг муҳим ўзаро таъсир бўлиб, фотон энергиялари фотоэлектр эффектига хос бўлганидан каттароқ, лекин жуфт ишлаб чиқариш чегарасидан камроқ.

Ҳодисанинг тавсифи

2-расм: Тўлқин узунлиги фотон ${\дисплайстйле \ламбда}$ чапдан келади, дам олиш ҳолатидаги нишон ва тўлқин узунлигининг янги фотон билан тўқнашади ${\дисплайстйле \ламбда'}$ бурчак остида чиқади ${\дисплайстйле \тҳета}$ . Нишон орқага бурилади ва тушаётган энергиянинг бурчакка боғлиқ миқдорини олиб кетади.

ХХ аср бошларига келиб рентген нурларининг моддалар билан ўзаро таъсирини ўрганиш бўйича тадқиқотлар яхши йўлга қўйилди. Маълум тўлқин узунлигидаги рентген нурлари атомлар билан ўзаро таъсирлашганда, рентген нурлари бурчак бўйлаб тарқалиб кетиши кузатилди. ${\дисплайстйле \тҳета}$ билан боғлиқ бўлган бошқа тўлқин узунлигида пайдо бўлади ${\дисплайстйле \тҳета}$ . Классик электромагнетизм тарқалган нурларнинг тўлқин узунлиги бошланғич тўлқин узунлигига тенг бўлиши кераклигини башорат қилган бўлса-да, кўплаб тажрибалар тарқоқ нурларнинг тўлқин узунлиги дастлабки тўлқин узунлигидан узунроқ (камроқ энергияга тўғри келади) эканлигини аниқлади.

1923 йилда Cомптон Пҳйсиcал Ревиэw журналида заррачага ўхшаш импулсни ёруғлик квантларига боғлаш орқали рентген нурларининг силжишини тушунтирган мақола чоп этди (Эйнштейн 1905 йилда фотоэлектр эффектини тушунтиришда ёруғлик квантларини таклиф қилган эди, аммо Комптон Эйнштейннинг асосига асосланмаган. иш). Ёруғлик квантларининг энергияси фақат ёруғлик частотасига боғлиқ. Комптон ўз мақоласида тўлқин узунлигининг силжиши ва рентген нурларининг тарқалиш бурчаги ўртасидаги математик боғлиқликни ҳар бир тарқалган рентген фотони фақат битта электрон билан ўзаро таъсир қилади, деб ҳисоблаб чиқди. Унинг мақоласи ўзининг келиб чиққан муносабатини тасдиқлаган тажрибалар ҳақида ҳисобот билан якунланади:

${\дисплайстйле \ламбда' - \ламбда = \фраc{ҳ}{м_э c}(1 - \cос{\тҳета}),}$

бу ерда

• ${\дисплайстйле \ламбда}$ бошланғич тўлқин узунлиги,
• ${\дисплайстйле \ламбда'}$ — тарқалишдан кейинги тўлқин узунлиги,
• ${\дисплайстйле ҳ}$ Планк доимийси ,
• ${\дисплайстйле м_э}$ электроннинг дам олиш массаси ,
• ${\дисплайстйле c}$ ёруғлик тезлиги, ва
• ${\дисплайстйле \тҳета}$ тарқалиш бурчаги ҳисобланади.

Миқдориҳ/м_эc электроннинг Комптон тўлқин узунлиги сифатида танилган; у 6988243000000000000♠2.43×10⁻¹² м га тенг. Тўлқин узунлиги силжиши λ′ − λ камида нолга тенг (θ = 0° учун) ва электроннинг Комптон тўлқин узунлигидан кўпи билан икки баравар кўп (θ = 180° учун).

Комптон баъзи рентген нурлари катта бурчаклар орқали тарқалиб кетганига қарамай, тўлқин узунлиги силжишини бошдан кечирмаганлигини аниқлади; бу ҳолатларнинг ҳар бирида фотон электронни чиқара олмади. Шундай қилиб, силжишнинг катталиги электроннинг Комптон тўлқин узунлигига эмас, балки бутун атомнинг Комптон тўлқин узунлигига боғлиқ бўлиб, у 10000 мартадан кичикроқ бўлиши мумкин. Бу бутун атом бўйлаб „когерент“ тарқалиш деб номланади, чунки атом бутунлигича қолади ва ички қўзғалишга эришмайди.

Комптоннинг дастлабки тажрибаларида юқорида келтирилган тўлқин узунлиги силжиши бевосита ўлчанадиган кузатилиши мумкин эди. Замонавий тажрибаларда тарқалган фотонларнинг тўлқин узунликларини эмас, балки энергияларини ўлчаш одатий ҳолдир. Берилган ҳодиса энергияси учун ${\дисплайстйле Э_\гамма = ҳc/\ламбда}$, чиқувчи якуний ҳолат фотон энергияси, ${\дисплайстйле Э_{\гамма^\приме}}$, томонидан берилган

${\дисплайстйле Э_{\гамма^\приме} = \фраc{Э_\гамма}{1 + (Э_\гамма/м_э c^2)(1-\cос\тҳета)}.}$

Тарқалиш формуласини чиқариш

3-расм: 500 кеВ даги фотон ва Комптон сочилишидан кейинги электрон энергиялари.

Тўлқин узунлиги λ бўлган γ фотон атомдаги электрон э билан тўқнашади, у тинч ҳолатда деб ҳисобланади. Тўқнашув электроннинг орқага бурилишига олиб келади ва фотоннинг кириш йўлидан θ бурчак остида тўлқин узунлиги λ бўлган янги γ ' фотон пайдо бўлади. Тўқнашувдан кейинги электронни э ' белгилаймиз. Комптон ўзаро таъсир баъзан электронни ёруғлик тезлигига этарлича яқин тезликка тезлаштириши мумкин эди, чунки унинг энергияси ва моментумини тўғри тасвирлаш учун Эйнштейннинг махсус нисбийлик назарияси қўлланиши керак.

Комптоннинг 1923 йилдаги мақоласининг якунида у ўзининг тарқалиш формуласининг башоратларини тасдиқловчи тажрибалар натижаларини маълум қилди ва шу билан фотонлар импулс ва квантланган энергияга эга деган тахминни тасдиқлади. Ўзининг чиқарилишининг бошида у Эйнштейннинг аллақачон ўрнатилган масса-энергия муносабатларини тенглаштиришдан фотон импулсининг ифодасини тахмин қилди. ${\дисплайстйле Э=мc^2}$ нинг квантланган фотон энергияларига ${\дисплайстйле ҳ ф}$ Эйнштейн алоҳида тахмин қилган эди. Агар ${\дисплайстйле мc^2 = ҳф}$, эквивалент фотон массаси бўлиши керак ${\дисплайстйле ҳф/c^2}$ . Фотоннинг импулси шунчаки бу самарали масса фотоннинг рамка-инвариант тезлиги c га кўпайтирилади. Фотон учун унинг импулси ${\дисплайстйле п=ҳф/c}$, ва шундай қилиб, ҳф қуйидаги ҳосил қилиш жараёнида юзага келадиган барча фотон импулс шартлари учун пc билан алмаштириш мумкин. Комптоннинг мақоласида пайдо бўлган ҳосила янада қисқароқ, аммо кейинги ҳосила билан бир хил кетма-кетликда бир хил мантиққа амал қилади.

Энергияни тежаш ${\дисплайстйле Э}$ фақат тарқалишдан олдинги ва кейин энергиялар йиғиндисини тенглаштиради.

${\дисплайстйле Э_\гамма + Э_э = Э_{\гамма'} + Э_{э'}.}$

Комптон фотонлар импулсни олиб юради, деб тахмин қилди. Шундай қилиб, импулснинг сақланишидан зарраларнинг моментлари худди шундай боғлиқ бўлиши керак:

${\дисплайстйле \матҳбф{п}_\гамма = \матҳбф{п}_{\гамма'} + \матҳбф{п}_{э'},}$

унда (${\дисплайстйле {п_э}}$) амалда нолга тенг деган фараз олиб ташланди.

Фотон энергиялари частоталар билан боғлиқ

${\дисплайстйле Э_{\гамма} = ҳф}$

${\дисплайстйле Э_{\гамма'} = ҳф'}$

Бу ерда ҳ — Планк доимийси .

Тарқалиш ҳодисасидан олдин электрон тинч ҳолатга этарлича яқин деб ҳисобланади, чунки унинг умумий энергияси бутунлай унинг ${\дисплайстйле м_э}$(тинчликдаги) массасининг масса-энергия эквивалентидан иборат.

${\дисплайстйле Э_э = м_эc^2.}$

Тарқалгандан кейин, электроннинг ёруғлик тезлигининг сезиларли қисмига тезлашиши мумкинлиги унинг умумий энергиясини релативистик энергия-импулс муносабати ёрдамида ифодалашни талаб қилади.

${\дисплайстйле Э_{э'} = \сқрт{(п_{э'}c)^2 + (м_эc^2)^2} ~.}$

Бу миқдорларни энергия сақланиш ифодасига алмаштирсак

${\дисплайстйле ҳф + м_э c^2 = ҳф' + \сқрт{(п_{э'}c)^2 + (м_э c^2)^2}.}$

Бу ифодадан тарқоқ электрон импулсининг катталигини топиш мумкин,

$${\дисплайстйле п_{э'}^{\, 2}c^2 = (ҳф - ҳф' + м_{э}c^2)^2-м_{э}^2c^4.(1)}$$

Эътибор беринг, электрон томонидан олинган импулснинг бу катталиги (илгари нол) фотон томонидан йўқотилган энергия / c дан ошади,

${\дисплайстйле \фраc{1}{c}\сқрт{(ҳф - ҳф' + м_{э}c^2)^2-м_{э}^2c^4} > \фраc{ҳф - ҳф'}{c}~.}$

(1) тенглама тўқнашув билан боғлиқ бўлган турли энергияларни боғлайди. Электрон импулсининг ўзгариши электрон энергиясининг релативистик ўзгаришини ўз ичига олади, шунинг учун у классик физикада содир бўладиган энергиянинг ўзгариши билан оддийгина боғлиқ эмас. Фотон импулси катталигининг ўзгариши фақат унинг энергиясининг ўзгариши билан боғлиқ эмас ва йўналишни ўзгартиришни ҳам ўз ичига олади.

Тарқалган электрон импулси учун импулс ифодасининг сақланишини ечиш

${\дисплайстйле \матҳбф{п}_{э'} = \матҳбф{п}_\гамма - \матҳбф{п}_{\гамма'}.}$

Скаяр қийматдан фойдаланиш унинг катталигининг квадратини беради,

${\дисплайстйле \бегин{алигн}$

п_{э'}^{\, 2} &= \матҳбф{п}_{э'}\cдот\матҳбф{п}_{э'} = (\матҳбф{п}_\гамма - \матҳбф{п}_{\гамма'}) \cдот (\матҳбф{п}_\гамма - \матҳбф{п}_{\гамма'}) \\

&= п_{\гамма}^{\, 2} + п_{\гамма'}^{\, 2} - 2 п_{\гамма}\, п_{\гамма'} \cос\тҳета. \энд{алигн}}

Ниҳоят ${\дисплайстйле ҳ ф}$катталик ${\дисплайстйле п_{\гамма}c}$ билан алмаштирилмоқда, иккала томонни ${\дисплайстйле c^2}$га кўпайтирамиз.

${\дисплайстйле п_{э'}^{\, 2}c^2 = п_{\гамма}^{\, 2}c^2 + п_{\гамма'}^{\, 2}c^2 - 2c^2 п_{\гамма}\, п_{\гамма'} \cос\тҳета.}$

Фотон импулси шартларини алмаштиргандан сўнг ${\дисплайстйле ҳ ф/c}$, биз тарқалган электрон импулсининг катталиги учун иккинчи ифодани оламиз, $${\дисплайстйле п_{э'}^{\, 2}c^2 = (ҳ ф)^2 + (ҳ ф')^2 - 2(ҳф)(ҳ ф')\cос{\тҳета}~.}$$ Бу импулс учун муқобил ибораларни тенглаштириш

${\дисплайстйле (ҳф - ҳф' + м_э c^2)^2 - м_э^{\, 2}c^4 = \лефт(ҳ ф\ригҳт)^2 + \лефт(ҳ ф'\ригҳт)^2 - 2ҳ^2 фф'\cос{\тҳета},}$

квадратни баҳолаш ҳамда шартларни бекор қилиш ва қайта тартибга солишдан кейин, кейинги натижни беради:

${\дисплайстйле 2 ҳ ф м_э c^2-2 ҳ ф' м_э c^2 = 2 ҳ^2 ф ф' \лефт( 1 - \cос \тҳета \ригҳт).}$

Иккала томонни ${\дисплайстйле 2 ҳ ф ф' м_э c}$га бўлиш керакли формулани беради

${\дисплайстйле \фраc{c}{ф'} - \фраc{c}{ф} = \фраc{ҳ}{м_эc}\лефт(1-\cос \тҳета \ригҳт).}$

Ниҳоят, фλ = ф ' λ' = c бўлгани учун,

$${\дисплайстйле \ламбда'-\ламбда = \фраc{ҳ}{м_эc}(1-\cос{\тҳета})~.}$$

Бундан ташқари, чиқувчи электроннинг φ бурчаги кирувчи фотоннинг йўналиши билан аниқланганлигини кўриш мумкин.

$${\дисплайстйле \cот \варпҳи = \лефт (1+\фраc{ҳф}{м_э c^2} \ригҳт) \тан (\тҳета/2)~.}$$

Иловалар

Комптоннинг тарқалиши

Комптоннинг тарқалиши радиобиология учун муҳим аҳамиятга эга, чунки у тирик мавжудотлардаги гамма нурлари ва юқори энергияли рентген нурларининг атомлар билан ўзаро таъсири бўлиб, радиация терапиясида қўлланади.

Комптоннинг тарқалиши гамма-спектроскопиянинг муҳим таъсири бўлиб, у Комптон чеккасини келтириб чиқаради, чунки гамма нурлари ишлатиладиган детекторлардан ташқарига тарқалиши мумкин. Комптон бостириш бу таъсирга қарши туриш учун адашган гамма нурларини аниқлаш учун ишлатилади.

Магнит Комптоннинг тарқалиши

Магнит Комптоннинг тарқалиши — бу юқори энергияли, думалоқ қутбланган фотонлар билан урилган кристалл намунасини магнитланишини ўз ичига олган юқорида айтиб ўтилган техниканинг кенгайтмаси. Тарқалган фотонларнинг энергиясини ўлчаш ва намунанинг магнитланишини тескари ўлчаш орқали иккита турли хил Комптон профиллари ҳосил бўлади (бири айланиш моменти учун ва иккинчиси айланиш моменти учун). Ушбу икки профил ўртасидаги фарқни олиш, томонидан берилган магнит Cомптон профилини (МCП) беради ${\дисплайстйле Ж_{\техт{маг}}(\матҳбф{п}_з)}$ — электрон спин зичлигининг бир ўлчовли проексияси.

${\дисплайстйле Ж_{\техт{маг}}(\матҳбф{п}_з) = \фраc{1}{\му}\иинт_{-\инфтй}^\инфтй (н_{\упарроw} (\матҳбф{п}) - н_{\доwнарроw}(\матҳбф{п})) д\матҳбф{п}_х д\матҳбф{п}_й}$

бу ерда ${\дисплайстйле \му}$ — тизимдаги спин-жуфтланмаган электронлар сони, ${\дисплайстйле н_\упарроw(\матҳбф{п})}$ ва ${\дисплайстйле н_\доwнарроw(\матҳбф{п})}$ мос равишда кўпчилик ва озчилик спин электронлари учун уч ўлчовли электрон импулс тақсимоти.

Ушбу тарқалиш жараёни бир-бирига боғлиқ бўлмаганлиги сабабли (тарқалган фотонлар ўртасида фазавий муносабатлар мавжуд эмас), МCП намунанинг оммавий хусусиятларини ифодалайди ва асосий ҳолатнинг зондидир. Бу шуни англатадики, МCП зичлик функционал назарияси каби назарий усуллар билан таққослаш учун идеалдир. МCП остидаги майдон тизимнинг айланиш моментига тўғридан-тўғри пропорционалдир ва шунинг учун умумий моментни ўлчаш усуллари (масалан, СҚУИД магнитометрияси) билан биргаликда тизимнинг умумий моментига спин ва орбитал ҳиссаларини ажратиш учун ишлатилиши мумкин. . МCП шакли, шунингдек, тизимдаги магнитланишнинг келиб чиқиши ҳақида тушунча беради.

Тескари Комптон сочилиши

Тескари Комптон сочилиши астрофизикада муҳим аҳамиятга эга. Рентген астрономиясида қора туйнукни ўраб турган тўпланиш диски термал спектр ҳосил қилади деб тахмин қилинади. Ушбу спектрдан ишлаб чиқарилган паст энергияли фотонлар атрофдаги тождаги релативистик электронлар томонидан юқори энергияларга тарқалади. Бу тўпланган қора туйнукларнинг рентген спектрларида (0,2-10 кеВ) қувват қонуни компонентини келтириб чиқаради деб тахмин қилинади.

Эффект, шунингдек, космик микротўлқинли фондаги (CМБ) фотонлар галактика кластерини ўраб турган иссиқ газ орқали ҳаракат қилганда ҳам кузатилади. CМБ фотонлари ушбу газдаги электронлар томонидан юқори энергияга тарқалади, натижада Суняэв-Зел’дович эффекти пайдо бўлади. Суняэв-Зел’дович эффектининг кузатувлари галактика кластерларини аниқлашнинг деярли қизил силжишдан мустақил воситасини таъминлайди.

Баъзи синхротрон нурланиш мосламалари сақланган электрон нурдан лазер нурини сочади. Ушбу Комптоннинг орқага тарқалиши МеВ дан ГеВ оралиғида юқори энергияли фотонларни ҳосил қилади, кейинчалик ядро физикаси тажрибаларида фойдаланилади.

Чизиқли бўлмаган тескари Комптон тарқалиши

Чизиқли бўлмаган тескари Комптон тарқалиши (НИCС) — зарядланган заррача билан ўзаро таъсир қилиш пайтида кучли электромагнит майдон томонидан берилган бир нечта паст энергияли фотонларнинг юқори энергияли фотон (рентген ёки гамма нурлари) электрон ичида тарқалиши. Уни чизиқли бўлмаган Комптон сочилиши ва кўп фотонли Комптон сочилиши деб ҳам аташади. Бу тескари Комптон тарқалишининг чизиқли бўлмаган версияси бўлиб, унда зарядланган заррача томонидан мултифотонни ютиш шартларига жуда кучли электромагнит майдон, масалан, лазер томонидан яратилгани туфайли эришилади.

Чизиқли бўлмаган тескари Комптон тарқалиши юқори энергияли фотонларни талаб қиладиган барча иловалар учун қизиқарли ҳодисадир, чунки НИCС зарядланган заррачаларнинг дам олиш энергиясига тенг ва ундан юқори энергияга эга фотонларни ишлаб чиқаришга қодир. Натижада, НИCС фотонлари жуфт ишлаб чиқариш, Комптоннинг тарқалиши, ядро реакциялари каби бошқа ҳодисаларни қўзғатиш учун ишлатилиши мумкин ва чизиқли бўлмаган квант эффектлари ва чизиқли бўлмаган ҚЕДни текшириш учун ишлатилиши мумкин.

Манбалар

• С. Чен; Ҳ. Авакиан; В. Буркерт; Л. Ванденаwеэле; П. Эугенио; тҳе CЛАС cоллаборатион; Амброзеwиcз; Ангҳинолфи; Асрян; Багдасарян; Баиллиэ; Балл; Балтзелл; Барроw; Батоурине; Баттаглиэри; Беард; Бедлинский; Бектасоглу; Беллис; Бенмоуна; Берман; Биселли; Боннер; Боучигнй; Боиаринов; Бостед; Брадфорд; Бранфорд; эт ал. (2006). „Меасуремент оф Деэплй Виртуал Cомптон Сcаттеринг wитҳ а Поларизед Протон Таргет“. Пҳйсиcал Ревиэw Леттерс. 97-жилд, № 7. 072002-бет. арХив:ҳеп-эх/0605012. Бибcоде:2006ПҳРвЛ..97г2002C. дои:10.1103/ПҳйсРевЛетт.97.072002. ИССН 0031-9007. ПМИД 17026221. С2CИД 15326395.
• Cомптон, Артҳур Ҳ. (Май 1923). „А Қуантум Тҳеорй оф тҳе Сcаттеринг оф Х-Райс бй Лигҳт Элеменц“. Пҳйсиcал Ревиэw. 21-жилд, № 5. 483–502-бет. Бибcоде:1923ПҳРв...21..483C. дои:10.1103/ПҳйсРев.21.483. (тҳе оригинал 1923 папер он тҳе АПС wебсите)
• Стуэwер, Рогер Ҳ. (1975), Тҳе Cомптон Эффеcт: Турнинг Поинт ин Пҳйсиcс (Неw Ёрк: Сcиэнcе Ҳисторй Публиcатионс)

Ҳаволалар

• Cомптон Сcаттеринг — Георгиа Стате Университй
• Cомптон Сcаттеринг Дата — Георгиа Стате Университй
• Дериватион оф Cомптон шифт эқуатион
• Cомптон Сcаттеринг — Аниматион маде бй БИГС.

Ҳаволалар

Ушбу мақола Мирзо Улуг'бек номидаги О'збекистон Миллий университети Физика факултети томонидан Wикита'лим лойиҳаси доирасида яратилди.