Redigerer Compton-effekt

'''Compton-effekten''' er innen [[fysikk]]en en betegnelse på det fenomen at ved spredning av [[røntgenstråling]] eller [[gammastråling]]  på løst bundne [[elektron]]er i et materiale, så har den spredte strålingen en lengre bølgelengde enn bølgelengden til den innkommende strålingen.   Dette ble påvist av den amerikanske fysiker [[Arthur Holly Compton]]  i tidsrommet [[1921]] - [[1923]].  Disse målingene var i klar motstrid med klassisk fysikk hvor denne prosessen kalles [[Thomson-spredning]] og gir ingen forandring av bølgelengden.

Compton kunne  forklare sine observasjoner  ved å anta at strålingen besto av [[foton]]er som [[Albert Einstein]] tidligere hadde foreslått. Hvert slikt [[kvant]] med lys har energien ''E = h&nu;'' hvor ''h'' er [[Plancks konstant]] og ''&nu;'' frekvensen til strålingen. I kollisjonen blir fotonet spredt til siden samtidig som elektronet blir spredt til den motsatte siden. Fotonet taper derfor energi og får lavere frekvens og dermed lengre bølgelengde som Compton kunne beregne ved sin antagelse. Han fant full overensstemmelse med målingene sine. Han hadde dermed vist at elektromagnetisk stråling også kunne beskrives som partikler med en bestemt energi og impuls. Dette var et viktig teoretisk og eksperimentelt skritt i etableringen av [[kvantemekanikk]]en og Compton ble belønnet med [[Nobelprisen i fysikk]] allerede i [[1927]]. Siden er denne spredningsprosessen blitt omtalt som [[Compton-spredning]].
[[Fil:DiffusionCompton.png|thumb|right|320px|Spredning av et foton på et elektron. Mens fotonet blir spredt en vinkel ''&theta;'' til siden, blir elektronet spredt en vinkel ''&phi;'' til den andre siden.]]

==Utledning av Comptons formel==

De ytterste [[elektron]]ene til atomene i alle materialer har [[bindingsenergi]]er som bare er noen få [[eV]]. Et [[foton]] i [[røntgenstråling]] har en typisk energi av størrelsesorden [[elektronvolt|keV]], mens [[gammastråling]] tilsvarer fotoner med energier av størrelsesorden [[MeV]]. I eksperimentene til Compton kan derfor disse elektronene betraktes som frie.

La oss anta at det innkommende fotonet har energien ''E = h&nu;'' hvor frekvensen ''&nu; = c/&lambda;'' på vanlig måte kan uttrykkes ved bølgelengden ''&lambda;''. Det spredte fotonet som går i en retning ''&theta;'', har tilsvarende energien ''E = h&nu;' '' med ''&nu;' = c/&lambda;' ''. Compton antok også at energi og impuls var bevart i denne spredningsprosessen på samme måte som i klassisk fysikk. Dette var på ingen måte opplagt på det tidspunktet og som til og med [[Niels Bohr]] bestred. Med energibevarelse skal den totale energien før kollisjonen være den samme som etterpå. Derfor må

: <math> h\nu + mc^2 = h\nu' + \gamma mc^2 </math>

hvor det siste leddet er energien til elektronet som blir slått til siden. Har det hastigheten ''v'', er her {{nowrap|''&gamma;'' {{=}} 1/&radic;(1 - ''v''<sup>2</sup>/''c''<sup>2</sup>)}} den berømte [[spesiell relativitetsteori|Lorentz-faktoren]] for en relativistisk partikkel.

Compton antok også at fotonet hadde en [[impuls]] som i [[elektrodynamikk|klassisk elektrodynamikk]] hvor den er ''p = E/c = h/&lambda;''. Dette hadde [[Einstein]] tidligere kommet frem til på en helt annet måte basert på [[statistisk fysikk]] for [[termisk stråling|sort stråling]]. Elektronet som blir truffet av det innkommende fotonet, ligger i ro og har derfor impuls ''p = 0''. Derimot har elektronet som blir slått ut med hastighet ''v'', en total impuls {{nowrap|''p {{=}} &gamma;mv''}} i retning ''&phi;'' som vist i figuren. Bevarelse av impulsen i retning av det innkommende fotonet blir dermed

: <math> (h\nu/c) = (h\nu'/c)\cos\theta + \gamma mv\cos\phi </math>

På samme måte må den totale impulsen normalt på denne retningen være null, altså

: <math> (h\nu'/c)\sin\theta = \gamma mv\sin\phi </math>

I de to siste ligningene kan man nå isolere leddene med sin''&phi;'' og cos''&phi;'', kvadrere disse og legge sammen ligningene. Det gir

: <math> \gamma^2m^2v^2c^2 = h^2( \nu^2 + \nu'^2 -2\nu\nu'\cos\theta) </math>

På samme måte gir kvadratet av ligningen for energibevarelse relasjonen

: <math> \gamma^2m^2c^4 = \Big(h(\nu - \nu')^2 + mc^2\Big)^2  = h^2( \nu^2 + \nu'^2 -2\nu\nu') + 2hmc^2(\nu - \nu') + m^2c^4 </math>

Fra denne ligningen trekker vi nå ligningen over og benytter relasjonen {{nowrap|''&gamma;<sup>2</sup>(1 - v<sup>2</sup>/c<sup>2</sup>) {{=}} 1''}}. Det gir {{nowrap|''h&nu;&nu;'&thinsp;(1'' - cos''&theta;) {{=}} mc<sup>2</sup>(&nu; - &nu;'&thinsp;)''}} eller

: <math> \lambda' - \lambda = {h\over mc}\Big(1 - \cos\theta\Big) </math>

som er Comptons formel for forandringen av bølgelengden til den spredte strålingen.<ref>Arthur H. Compton, ''A Quantum Theory of the Scattering of X-Rays by Light Elements'',  Physical Review '''21''', 483 - 502 (1923).</ref> Omtrent samtidig ble dette resultatet også utledet av [[Peter Debye]].<ref>Peter Debye, ''Zerstreuung von Röntgenstrahlen und Quantentheorie'', Physikalische Zeitschrift '''24''', 161 - 168 (1923).</ref> Utledningen kan gjøres mer direkte ved bruk av [[spesiell relativitetsteori|relativitetsteori]] og [[kovariant relativitetsteori|firervektorer]].

==Compton-bølgelengden==

Formelen til Compton viser at bølgelengden  ''&lambda;'&thinsp;'' til den spredte strålingen er mindre enn bølgelengden ''&lambda;'' for den innkommende strålingen for alle spredningsvinkler ''&theta;'' unntatt i fremoverretning ''&theta; = 0''. Differansen ''&lambda;' - &lambda;'' i en gitt retning er den samme for alle bølgelengder og uavhengig av materialet til sprederen. Den avhenger kun av bølgelengden

: <math> \lambda_C = {h\over mc} </math>

som kalles for «Compton-bølgelengden».  For ''&theta;'' = 90&deg; er ''&lambda;' - &lambda; = &lambda;<sub>C</sub>''&thinsp; og er derfor uavhengig av bølgelengden til den innkommende strålingen.  Benytter man at {{nowrap|''hc'' {{=}}  1,240&thinsp;keV&sdot;nm}} sammen med verdien for elektronets masse {{nowrap|''m'' {{=}} 0,511&thinsp;MeV/c<sup>2</sup>}}, finner man {{nowrap|''&lambda;<sub>C</sub>'' {{=}} 0,00243&thinsp;[[nm]]}}. Et foton med denne bølgelengden vil ha energien {{nowrap|''E<sub>C</sub> {{=}} mc<sup>2</sup>'' {{=}} 511&thinsp;keV}} som er en typisk røntgenenergi. Den '''reduserte''' Compton-bølgelengden er definert som ''&lambda;<sub>C</sub>' =  ħ/mc'' hvor  ''ħ = h/2π&thinsp;'' er den reduserte [[Plancks konstant]]. Denne er 137 ganger mindre enn [[Bohrs atommodell|Bohr-radius]] og 137 ganger større enn den [[klassisk elektronradius|klassiske elektronradiusen]].

I sitt avgjørende eksperiment i 1923 benyttet Compton røntgenstråling fra [[molybden]] og spesielt [[Karakteristisk røntgenstråling|K<sub>&alpha;</sub>- linjen]] med bølgelengden {{nowrap|''&lambda;'' {{=}} 0,0710&thinsp;nm}}. Som spreder brukte han grafitt fordi elektronene i kullatomet er forholdsvis løst bundne. Han målte da spredt stråling med bølgelengde {{nowrap|''&lambda;''' {{=}} 0,0731&thinsp;nm}} for spredningsvinkelen  {{nowrap|''&theta;'' {{=}} 90&deg;}} i overensstemmelse med sin formel når man tar hensyn til usikkerheten i målingene. Formelen ga også riktige resultater ved andre spredningsvinkler.

For røntgenstråling med bølgelengder lengre enn Compton-bølgelengden, vil den spredte strålingen ha omtrent samme bølgelengde som den innfallende strålingen. Dette tilsvarer røntgenenergier ''E'' < 500&thinsp;keV. [[Comptonspredning|Compton-spredning]] kan da beskrives som [[Thomson-spredning]].  Derimot for høyere energier ''E'' > 500&thinsp;keV vil den spredte strålingen ha en bølgelengde ''&lambda;'&thinsp;'' av samme størrelsesorden som Compton-bølgelengden uavhengig av bølgelengden til den innfallende strålingen.

==Sekundærelektronet==

Elektronet som det innkommende fotonet vekselvirker med mottar en impuls fra dette og blir slått ut en vinkel ''&phi;'' til siden. Det kan da påvises som et ''sekundærelektron''. Fra de to ligningene for impulsbevarelse følger at utslagsvinkelen er gitt ved relasjonen

: <math> \cot\phi = \Big(1 + {h\nu\over mc^2}\Big)\tan {\theta\over 2} </math>

Når spredningsvinkelen er ''&theta;'' = 90&deg;, har sekundærelektronet en impuls langs innfallsretningen lik impulsen ''h/&lambda;'' til det innfallende fotonet. Normalt til denne retningen har elektronet samtidig en impulskomponent lik impulsen  ''h/&lambda;'&thinsp;'' til det spredte fotonet.

Den kinetiske energien ''T = (&gamma; - 1)mc<sup>2</sup>'' til det spredte elektronet er {{nowrap|''T {{=}} h(&nu; - &nu;'&thinsp;)''}}. Denne vil ikke overstige energien til det innkommende fotonet {{nowrap|''E {{=}} h&nu;''}} og får sin maksimale verdi

: <math> T_{max} =   {h\nu\over 1 + mc^2/2h\nu} </math>

når fotonet blir spredt tilbake, det vil si for ''&theta;'' = 180&deg;. Denne energien tilsvarer «Compton-kanten» for spredning av fotoner på elektroner.

==Referanser==
<references/>

{{Autoritetsdata}}

[[Kategori:Kvantemekanikk]]
[[Kategori:Partikkelfysikk]]