Redigerer Compton-spredning

[[Fil:Compton-effekt1.png|thumb|300px| De ytterste elektronene i et atom er løst bundet og vil gi opphav til Compton-spredning av et innkommende  foton.]]

'''Compton-spredning'''  er innen [[fysikk]]en en prosess hvor [[røntgenstråling]] eller [[gammastråling]] blir spredt  av et fritt [[elektron]].  Den amerikanske fysiker [[Arthur Holly Compton]] viste eksperimentelt i perioden [[1921]] - [[1923]] at bølgelengden til den spredte strålingen blir lengre enn bølgelengden til den innkommende strålingen. Den ble også funnet å variere med spredningsvinkelen. Dette fenomenet ble snart omtalt som [[Compton-effekt]]en. 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 {{nowrap|''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]].

Mer nøyaktige målinger av [[spredningstverrsnitt]]et for prosessen i de følgende årene ga resultater som ikke stemte med teoretiske beregninger. Etter at den engelske fysiker [[Paul Dirac]] hadde funnet sin [[Diracligningen|relativistiske bølgeligning]] for elektronet i [[1928]], ble denne benyttet til å på nytt beregne spredningstverrsnittet for Compton-spredning. Allerede i [[1929]] kom
resultatet som kalles [[Klein-Nishina-tverrsnittet]], og den viste seg å gi god overensstemmelse med målingene. På den måten spilte Compton-spredning en viktig rolle i de første årene ved etableringen av moderne [[kvanteelektrodynamikk]]. 

Den inverse prosessen hvor et foton med lav energi kolliderer med et høyenergetisk elektron slik at det spredte fotonet får høy energi, kalles «invers Compton-spredning» og er viktig innen [[astrofysikk]]en. På den måten kan det for eksempel produseres høyenergetiske fotoner fra [[sorte hull]] eller gi forandringer i den [[kosmisk bakgrunnsstråling|kosmiske bakgrunnsstrålingen]] ved at den påvirkes av høyenergetiske elektroner i [[galaksehop]]er.

==Compton-effekten==

Den innkommende strålingen består av [[foton]]er ''&gamma;'' som treffer et [[elektron]] ''e'' med masse ''m'' og antas å ligge i ro. Dette blir slått til siden og betegnes med ''e' '', mens fotonet spredes en vinkel ''&theta;'' til den andre siden og fortsetter som fotonet ''&gamma;'&thinsp;''. Spredningsprosessen er derfor {{nowrap|''&gamma; + e &rarr; &gamma;' + e' ''.}} Er bølgelengden til det innkommende fotonet ''&lambda;'', kunne Compton utlede [[Comptoneffekt|formelen]] 

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

for bølgelengden for det utgående fotonet ved å bruke bevarelse av energi og impuls. Her er ''h'' [[Plancks konstant]] og ''c'' er [[lysets hastighet]]. Størrelsen {{nowrap|''&lambda;<sub>C</sub> {{=}}  h/mc'' {{=}}  0,00243&thinsp;[[nm]]}} er «Compton-bølgelengden». Bølgelengden ''&lambda;'&thinsp;'' til det spredte fotonet er derfor blitt større da siste ledd i formelen alltid er positivt. Dette er [[Comptoneffekten|Compton-effekten]]. Den skyldes at det spredte elektronet tar bort energi slik at det utgående fotonet får mindre energi og dermed større bølgelengde. Når den innkommende strålingen har lav energi, det vil si for lange bølgelengder ''&lambda; > &lambda;<sub>C</sub>&thinsp;'', er forandringen i bølgelengde neglisjerbar. I den motsatte grensen {{nowrap|''&lambda; < &lambda;<sub>C</sub>''}} vil den spredte strålingen ha en bølgelengde av samme størrelsesorden som Compton-bølgelengden.

==Spredningstverrsnitt==

Det spredte fotonet kommer ut i en retning gitt ved vinkelen ''&theta;''. Formelen til Compton sier ingenting om ''intensiteten'' av den spredte strålingen i forskjellige retninger, det vil si som funksjon av denne spredningsvinkelen. Denne intensiteten eller brøkdel av fotoner som blir spredt i en gitt retning, kan uttrykkes ved det differensielle [[tverrsnitt (fysikk)|spredningstverrsnitt]]et ''d&sigma;/d&Omega;'' for prosessen. Her er ''d&Omega; = 2&pi;&thinsp;''sin''&theta;d&theta;'' det differensielle romvinkelelementet som angir retningen til den spredte strålingen som vil være symmetrisk fordelt rundt retningen til den innkommende strålingen.
 
===Lav energi===

Når den innkommende stråling har en bølgelengde ''&lambda;'' som er neglisjerbar liten i forhold til Compton-bølgelengden ''&lambda;<sub>C</sub>&thinsp;'', sier man at spredningen foregår ved lav energi. Et innkommende foton vil da ha en energi som er mye mindre enn ''hc/&lambda;<sub>C</sub>&thinsp; = mc<sup>2</sup>&thinsp;'' = 511&thinsp;keV. Elektronet som bevirker spredningen, vil da motta en så liten impuls at det kan antas å bli liggende i ro, mens fotonet blir spredt med uforandret bølgelengde. Spredningsprosessen kan da beskrives ved bruk av [[elektrodynamikk|klassisk elektrodynamikk]]. [[tverrsnitt (fysikk)|Spredningstverrsnitt]]et ble beregnet for over hundre år siden av [[Joseph John Thomson|J.J.Thomson]] og prosessen kalles derfor også for [[Thomson-spredning]]. Han fant resultatet

: <math> {d\sigma\over d\Omega} = {1\over 2}r_0^2 \Big(1 + \cos^2\theta\Big) </math>

hvor ''r''<sub>0</sub>&thinsp; er  den [[klassisk elektronradius|klassiske radius]] til elektronet. Spredningsstverrsnittet eller intensiteten av den spredte strålingen er derfor den samme i fremover ''&theta;'' = 0&deg;&thinsp; som i bakoverretning ''&theta;'' = 180&deg;&thinsp;. Men normalt til den innkommende strålingen ''&theta;'' = 90&deg;&thinsp; er intensiteten bare halvparten av hva den er i fremoverretningen. I alle retninger er den spredte intensiteten den samme uavhengig av bølgelengden til strålingen.

Integrerer man det differensielle virkningstverrsnittet over alle spredningsvinkler ''&theta;''&thinsp;, finner man det totale [[tverrsnitt (fysikk)|spredningstverrsnitt]]et

: <math> \sigma =  {1\over 2}r_0^2 \int_0^\pi\Big(1 + \cos^2\theta\Big)2\pi\sin\theta d\theta  = {8\pi\over 3} r_0^2 = 0,6652 \times 10^{-24}\;\mathrm{cm}^2</math>

Dette sier noe om hvor stor del av den innkommende strålingen som er blitt spredt til siden og bestemmer dermed også intensiteten til strålingen som fortsetter rett frem uten å være spredt.

===Høy energi===
[[Fil:Klein-Nishina distribution-en.svg|thumb|280px|Polart plott av det differensielle Klein–Nishina-virkningstverrsnittet ved forskjellige energier for det innkommende fotonet.]]
Når energien  ''E = h&nu;'' til fotonene i den innkommende strålingen er større enn {{nowrap|0,511&thinsp;MeV}}, gjelder ikke Thomsons formel lenger. Da vil bølgelengden til den spredte strålingen bli forandret og gitt ved Comptons formel. Elektronet som forårsaker spredningen, må beskrives ved den relativistiske [[Dirac-ligning]]en og gir opphav til et nytt spredningstverrsnitt

: <math>  {d\sigma\over d\Omega} = {1\over 2}r_0^2 \left({E'\over E}\right)^2\left[ {E'\over E} + {E\over E'} - \sin^2\theta\right] </math>

hvor  ''E' = h&nu;'&thinsp;'' er energien til det spredte fotonet. Dette resultatet kalles [[Klein-Nishina-tverrsnittet|Klein-Nishina-formelen]] og ble funnet allerede i [[1929]]. Ved lave energier er ''E' = E'' og tverrsnittet går over til resultatet for [[Thomson-spredning]]. 

Det totale spredningstverrsnittet er igjen gitt ved integralet over alle spredningsvinkler og viser at det avtar med økende energi ''E''&thinsp;.

Regner man litt mer nøyaktig, vil man finne at for ''E < mc<sup>2</sup>'' avtar det som

: <math> \sigma \approx {8\pi\over 3} r_0^2\left( 1 - {2E\over mc^2}\right) </math>

For mye høyere energier  ''E > mc<sup>2</sup>'' avtar det derimot mye raskere som

: <math> \sigma \approx \pi r_0^2 \left({mc^2\over E}\right) \left(\ln{2E\over mc^2} + {1\over 2}\right)</math>

Denne variasjonen med energien til den innkommende strålingen ble i løpet av få år senere verifisert ved målinger utført først av den østerrikske fysiker [[Lise Meitner]] og hennes gruppe.

Ved observasjon av elektronet som blir slått til siden, kan man også måle sannsynligheten ''d&sigma;/dT'' for at dette skal skje hvor ''T = E - E'&thinsp;'' er den kinetiske energien for dette elektronet. Nå er ''d&Omega;/dT = - 2&pi;&thinsp;d''&thinsp;cos''&theta;/dT'' hvor cos''&theta; = 1 - mc<sup>2</sup>(1/E' - 1/E)'' fra [[Compton-effekt|Comptons formel]] uttrykt ved energier i stedet for ved bølgelengder. Derfor er ''d''&thinsp;cos''&theta;/dT = mc<sup>2</sup>/E'<sup>&thinsp;2</sup>'' og dermed blir

: <math> {d\sigma\over dT} = {d\sigma\over d\Omega} {d\Omega\over dT} = {d\sigma\over d\Omega} {2\pi mc^2\over(E - T)^2}  </math>

Det differensielle tverrsnittet ''d&sigma;/dT'' får derved et maksimum i nærheten av ''T &asymp; E&thinsp;''. Dette er kalt for «Compton-kanten» og stemmer med målinger.

==Litteratur==
* W. Heitler, ''The Quantum Theory of Radiation'', Oxford University Press, Oxford (1960).
* F. Mandl og G. Shaw, ''Quantum Field Theory'', John Wiley & Sons, New York (1984). ISBN 0-471-90650-6.
{{Autoritetsdata}}

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