Kompton effekti (Kompton effekti, Kompton sochilishi) — elastik sochilish bo‘lib, bunda foton zaryadlangan zarracha, odatda elektron bilan to‘qnashadi. Hodisa uni kashf etgan Artur Xolli Kompton sharafiga nomlangan. Agar sochilish natijasida foton energiyasi kamayadigan bo‘lsa, chunki foton energiyasining bir qismi tepki olgan elektronga o‘tadi va bu foton to‘lqin uzunligining (u rentgen yoki gamma-foton bo‘lishi mumkin) ortishiga mos kelsa, bu jarayon Kompton effekti. Teskari Kompton sochilishi zaryadlangan zarracha o‘z energiyasining bir qismini fotonga uzatganda yuz beradi; bunda yorug‘lik kvantining to‘lqin uzunligi kamayadi.

Bu hodisani amerikalik fizik Artur Kompton 1923-yilda rentgen nurlanishi; ushbu kashfiyoti uchun Kompton fizika bo‘yicha Nobel mukofotining 1927-yilgi laureati.

Kompton effekti mohiyatan fotoeffektga o‘xshaydi — farqi shundaki, fotoeffektda foton elektron tomonidan to‘liq yutiladi, Kompton sochilishida esa faqat harakat yo‘nalishi va energiyasini o‘zgartiradi.

Kompton sochilishi erkin zaryadlangan zarrachada yorug‘likning elastik sochilishiga misol bo‘lib, bunda sochilgan yorug‘likning to‘lqin uzunligi tushayotgan nurlanishnikidan farq qiladi. Komptonning dastlabki tajribasida (1-rasmga qarang) rentgen fotonining energiyasi (≈17 keV) atom elektronining bog‘lanish energiyasidan ancha katta bo‘lgan, shu sababli sochilishdan keyin elektronlarni erkin deb hisoblash mumkin edi. Yorug‘lik to‘lqin uzunligining o‘zgarish miqdori Kompton siljishi deb ataladi. Yadroda ham Kompton sochilishi mavjud bo‘lsa-da, bu atama odatda atomning faqat elektronlari ishtirok etadigan o‘zaro ta'sirni bildiradi.

Bu effektni Artur Xolli Kompton 1923-yilda Sent-Luisdagi Vashington universitetida kuzatgan va keyingi yillarda uning aspiranti Yu. X. Vu ham tasdiqlagan. Kompton kashfiyoti uchun fizika bo‘yicha Nobel mukofotini 1927-yilda olgan.

Bu effekt yorug‘likni faqat to‘lqin hodisasi sifatida tushuntirib bo‘lmasligini ko‘rsatadi. Tomson sochilishi — elektromagnit to‘lqinlarning zaryadlangan zarrachalarda sochilishi haqidagi klassik nazariyadan kelib chiqadigan jarayon — past intensivlikda to‘lqin uzunligining siljishini tushuntira olmaydi. Chunki klassik nazariyaga ko‘ra, yorug‘lik elektr maydoni zaryadlangan zarrachani relyativistik tezlikkacha tezlatishi, nurlanish bosimi tufayli tepki yuzaga keltirishi hamda sochilgan yorug‘likda shunga bog‘liq Doppler siljishini hosil qilishi uchun yetarlicha kuchli bo‘lishi kerak. Ammo yorug‘lik intensivligi yetarlicha past bo‘lganda bu effekt to‘lqin uzunligidan qat'i nazar istalgancha kichik bo‘lib qolardi. Demak, yorug‘lik zarrachalardan tashkil topgandek tutadi va bu holat past intensivlikdagi Kompton sochilishini tushuntiradi. Yoki elektronni erkin deb hisoblash haqidagi faraz noto‘g‘ri bo‘lib, elektronning samarali massasi amalda yadroning massasiga teng, nihoyatda katta qiymatga ega bo‘ladi (masalan, quyida ushbu effekt sababli yuzaga keladigan rentgen nurlarining elastik sochilishi haqidagi izohga qarang). Kompton tajribasi fiziklarni yorug‘likni energiyasi yorug‘lik to‘lqinining chastotasiga mutanosib bo‘lgan zarrachasimon obyektlar — fotonlar deb ataladigan kvantlar oqimi sifatida qarash mumkinligiga ishontirdi.

2-rasmda ko‘rsatilganidek, elektron va fotonning o‘zaro ta'siri natijasida elektron energiyaning bir qismini oladi, qolgan energiyaga ega foton esa dastlabki yo‘nalishidan boshqa tomonga tarqaladi. Shunday qilib, tizimning umumiy impulsi ham saqlanadi. Agar sochilgan fotonning energiyasi hali yetarli bo‘lsa, jarayon takrorlanishi mumkin. Bu holatda elektron erkin yoki kuchsiz bog‘langan deb olinadi. Kompton sochilishining alohida jarayonlarida impuls saqlanishini Bote va Geyger, shuningdek, Kompton va Saymon tomonidan tajribada tasdiqlash eski kvant nazariyasiga asoslangan Bor — Kramers — Sleyter nazariyasini rad etishda muhim rol o‘ynadi.

Kompton sochilishi fotonlarning modda bilan o‘zaro ta’sirida uchraydigan uchta raqobatlashuvchi jarayondan biridir. Energiya bir necha eV dan bir necha keV gacha bo‘lgan, spektrning ko‘rinadigan yorug‘lik diapazonidan yumshoq rentgen nurlanishigacha bo‘lgan qismida foton to‘liq yutilishi va uning energiyasi atomdan elektronni chiqarib yuborishi mumkin. Bu jarayon fotoeffekt deb ataladi. Energiyasi yuqori bo‘lgan, 1,022 MeV va undan katta fotonlar yadroni bombardimon qilib, elektron-pozitron juftini hosil qilishi mumkin. Bu jarayon juft hosil bo‘lishi deb ataladi. Oraliq energiyalar sohasida esa Kompton sochilishi eng muhim o‘zaro ta'sir jarayonidir.

20-asr boshlariga kelib rentgen nurlarining modda bilan o‘zaro ta'siri jadal o‘rganilayotgan edi. Ma'lum to‘lqin uzunligidagi rentgen nurlari atomlar bilan ta'sirlashganda, nurlar ${\displaystyle \theta }$ burchak ostida sochilishi va sochilgan kvantning to‘lqin uzunligi ${\displaystyle \theta }$ ga bog‘liq ekani kuzatildi. Garchi klassik elektromagnetizm sochilgan nurlarning to‘lqin uzunligi boshlang‘ich uzunlikka teng bo‘lishini bashorat qilgan bo‘lsa-da, ko‘plab tajribalar sochilgan nurlarning to‘lqin uzunligi dastlabkisidan kattaroq (ya'ni energiyasi pastroq) ekanini ko‘rsatdi.

1923-yilda Kompton Physical Review jurnalida yorug‘lik kvantlariga zarrachalarga xos impulsni nisbat berish orqali rentgen nurlaridagi siljishni tushuntirgan maqolasini e'lon qildi. Eynshteyn fotoeffektni tushuntirish uchun yorug‘lik kvantlari haqidagi fikrni 1905-yilda ilgari surgan, biroq Kompton Eynshteynning ishiga tayanmagan. Yorug‘lik kvantlarining energiyasi faqat yorug‘lik chastotasiga bog‘liq. Kompton o‘z maqolasida har bir sochilgan rentgen fotoni faqat bitta elektron bilan o‘zaro ta'sirlashadi deb faraz qilib, to‘lqin uzunligi siljishi bilan rentgen nurlarining sochilish burchagi o‘rtasidagi matematik bog‘lanishni keltirib chiqardi. Maqola u topgan munosabatni tasdiqlagan tajribalar bayoni bilan yakunlanadi:

${\displaystyle {\lambda }^{\prime }-\lambda =\frac{h}{m_{e}c}(1-\cos \theta ),}$

bu yerda: ${\displaystyle \lambda }$ — boshlang‘ich to‘lqin uzunligi,

${\displaystyle {\lambda }^{\prime }}$ — sochilishdan keyingi to‘lqin uzunligi,

${\displaystyle h}$ — Plank doimiysi ,

${\displaystyle m_e}$ — elektronning tinchlik massasi,

${\displaystyle c}$ — yorug‘lik tezligi

${\displaystyle \theta }$ — sochilish burchagi.

Kattalik ${\displaystyle \frac{h}{m_{e}c}}$ kattalik elektronning Kompton to‘lqin uzunligi deb ataladi; u 2,43⋅10⁻¹² m ga teng. To‘lqin uzunligining siljishi ${\displaystyle ({\lambda }^{\prime }-\lambda )}$ kamida nolga teng (${\displaystyle \theta }$=0°) va elektronning Kompton to‘lqin uzunligidan ikki baravardan ortiq bo‘la olmaydi (${\displaystyle \theta }$=180°).

Kompton ayrim rentgen nurlari katta burchaklarda sochilsa ham, ularning to‘lqin uzunligi o‘zgarmasligini aniqladi; bunday hollarning har birida foton elektronni urib chiqara olmagan. Demak, bu siljish miqdori elektronning Kompton to‘lqin uzunligiga emas, butun atomning Kompton to‘lqin uzunligiga bog‘liq bo‘lib, u 10000 marta kichikroq bo‘lishi mumkin. Bu butun atomda «kogerent» sochilish deb ataladi, chunki atom butunligicha qoladi va ichki qo‘zg‘alishga uchramaydi.

Yuqorida bayon etilgan Komptonning dastlabki tajribalarida to‘lqin uzunligining siljishi bevosita o‘lchangan. Hozirgi tajribalarda esa sochilgan fotonlarning to‘lqin uzunligidan ko‘ra energiyasini o‘lchash odatiy holdir. Tushayotgan kvantning berilgan energiyasi ${\displaystyle E_{\gamma }=hc/\lambda ,}$ uchun sochilgan fotonning oxirgi holatdagi energiyasi ${\displaystyle E_{{\gamma }^{\prime }}}$ quyidagicha aniqlanadi:

${\displaystyle E_{{\gamma }^{\prime }}=\frac{E_{\gamma }}{1+(E_{\gamma }/m_e{c}^2)(1-\cos \theta )}.}$

Klassik elektrodinamikada elektronning elektromagnit to‘lqin bilan o‘zaro ta'siri faqat elektr tashkil etuvchisi hisobga olinganda quyidagicha tasvirlanadi: davriy ta'sirlar natijasida elektron tushayotgan to‘lqin bilan bir xil chastotada tebrana boshlaydi va shu chastotadagi yangi elektromagnit to‘lqinlarni nurlantiradi.

Agar magnit maydon ham hisobga olinsa, elektron harakati murakkab differensial tenglama bilan tavsiflanadi. Maydon elektronni relyativistik tezliklargacha tezlatish uchun yetarlicha kuchli bo‘lsa, elektron boshlang‘ich to‘lqin chastotasidan farqli chastotalarda nurlanish chiqara boshlashi mumkin.

Biroq klassik nazariya hech qanday holatda elektronning tepki olishini nazarda tutmaydi — to‘lqin fazoda taqsimlangan bo‘lib, bitta elektronda «jamlanib», uni atomdan chiqarib yubora olmaydi. Shunday elektronlarning qayd etilishi klassik tavsifning to‘liq emasligini, xususan, yorug‘likning korpuskulyar-to‘lqin tabiatini.

ko‘rsatadi. Kvaziklassik yondashuv faqat sochilgan foton to‘lqin uzunligining o‘zgarishini aniqlashga imkon beradi. Sochilish kesimini hisoblash uchun kvant elektrodinamikasi tenglamalarini qo‘llash zarur. Bunday taqsimot Kleyn — Nishina formulasi.

bilan ifodalanadi. Foton energiyasi oshgani sari sochilish ehtimoli asta-sekin kamayadi, katta burchaklarga sochilish ehtimoli esa tezroq pasayadi.

Tepki olgan elektronning sochilish burchagi fotonning sochilish burchagidan farq qiladi va erkin elektronda sochilish holatida quyidagi tenglama bilan tavsiflanadi:

${\displaystyle \text{tg}\varphi =\frac{\text{ctg}(\theta /2)}{1+h\nu /(m_e{c}^2)},}$

bu yerda ${\displaystyle \theta }$ — fotonning sochilish burchagi.

Foton γ (to‘lqin uzunligi λ) atomdagi e elektron bilan to‘qnashadi; elektron dastlab tinch holatda deb qaraladi. To‘qnashuv natijasida elektron tepki oladi, yangi foton γ' esa to‘lqin uzunligi λ' bilan fotonning dastlabki harakat yo‘nalishiga nisbatan θ burchak ostida uchib chiqadi. (Keyingi o‘rinlarda e' — to‘qnashuvdan keyingi elektron.) Kompton o‘zaro ta'sir ba'zan elektronni yorug‘lik tezligiga yetarlicha yaqin tezlikkacha tezlatishi mumkinligini hisobga olgan. Bunday holatda energiya va impulsni to‘g‘ri tavsiflash uchun Eynshteynning maxsus nisbiylik nazariyasidan foydalanish talab etiladi.

Kompton 1923-yilgi maqolasining yakunida o‘zining sochilish formulasi bashoratlarini tasdiqlagan tajribalar natijalarini keltirib, shu orqali fotonlar energiyani kvantlar shaklida olib yurishi bilan birga impulsga ham ega ekanini tasdiqladi. Formulani keltirib chiqarish boshida u Eynshteyn ilgari belgilagan massa va energiya o‘rtasidagi ${\displaystyle E=m{c}^2}$ munosabatni Eynshteyn mustaqil ravishda taklif qilgan fotonlarning kvantlangan energiyasiga ${\displaystyle hf,}$ tenglashtirib, foton impulsi uchun ifodani faraz qildi. Agar ${\displaystyle m{c}^2=hf,}$ bo‘lsa, fotonning ekvivalent massasi ${\displaystyle hf/c^2.}$ bo‘lishi kerak. Unda foton impulsi shu samarali massaning fotonning o‘zgarmas ${\displaystyle c}$ tezligiga ko‘paytmasiga teng. Foton uchun uning impulsi ${\displaystyle p=hf/c,}$ va shunday qilib, ${\displaystyle hf}$ ni ${\displaystyle pc}$ bilan almashtirish mumkin. Bu almashtirish quyidagi keltirib chiqarishda uchraydigan foton impulsiga oid barcha hadlarga tatbiq etiladi. Kompton maqolasidagi keltirib chiqarish qisqaroq bo‘lsa-da, quyida berilgan yechim bilan bir xil mantiq va ketma-ketlikka amal qiladi.

Energiyaning saqlanish qonuni ${\displaystyle E}$ sochilishdan oldingi va keyingi energiyalar yig‘indisini tenglashtiradi:

${\displaystyle E_{\gamma }+E_e=E_{{\gamma }^{\prime }}+E_{e^{\prime }}.}$

Kompton fotonlar impulsga ega deb faraz qildi va shuning uchun impulsning saqlanish qonuniga muvofiq, zarrachalar impulslari ham shunga o‘xshash munosabat bilan bog‘lanishi kerak:

${\displaystyle {𝐩}_{\gamma }={𝐩}_{{\gamma }^{\prime }}+{𝐩}_{e^{\prime }},}$

bunda elektronning boshlang‘ich impulsi ${\displaystyle p_e}$ amalda nolga teng deb olinib, tashlab yuboriladi.

Fotonlarning energiyasi chastotalari bilan quyidagi munosabatlar orqali bog‘langan:

${\displaystyle E_{\gamma }=hf}$

${\displaystyle E_{{\gamma }^{\prime }}=h{f}^{\prime },}$

bu yerda ${\displaystyle h}$ — Plank doimiysi.

Sochilishdan oldin elektron tinch holatga yetarlicha yaqin deb qaraladi; shu bois uning to‘liq energiyasi faqat tinchlik massasiga bog‘liq energiyadan iborat bo‘ladi. Uning ${\displaystyle m_e}$ uchun energiya ifodasi quyidagicha:

${\displaystyle E_e=m_e{c}^2.}$

Sochilishdan keyin elektron yorug‘lik tezligining sezilarli ulushigacha tezlashishi mumkin. Shuning uchun uning to‘liq energiyasi relyativistik energiya–impuls munosabati yordamida quyidagicha ifodalanishi kerak:

${\displaystyle E_{e^{\prime }}=\sqrt{(p_{e^{\prime }}c{)}^2+(m_e{c}^2{)}^2}.}$

Bu qiymatlar energiya saqlanishi ifodasiga qo‘yilganda quyidagi tenglama hosil bo‘ladi:

${\displaystyle hf+m_e{c}^2=h{f}^{\prime }+\sqrt{(p_{e^{\prime }}c{)}^2+(m_e{c}^2{)}^2}.}$

Ushbu ifodadan sochilgan elektron impulsining kattaligini topish mumkin:

${\displaystyle p_{e^{\prime }}^2{c}^2=(hf-h{f}^{\prime }+m_e{c}^2{)}^2-m_e^2{c}^4.(1)}$

Elektron olgan bu impuls (ilgari nolga teng bo‘lgan) foton yo‘qotgan energiyaning c ga nisbatidan kattaroqdir:

${\displaystyle \frac{1}{c}\sqrt{(hf-h{f}^{\prime }+m_e{c}^2{)}^2-m_e^2{c}^4}>\frac{hf-h{f}^{\prime }}{c}.}$

(1) tenglama to‘qnashuvda qatnashgan turli energiyalarni bog‘laydi. Elektron impulsining o‘zgarishi elektron energiyasining relyativistik o‘zgarishini ham o‘z ichiga oladi, shu sababli u klassik fizikadagi energiya o‘zgarishi bilan oddiy tarzda bog‘lanmaydi. Foton impulsi kattaligining o‘zgarishi ham faqat uning energiyasi o‘zgarishiga bog‘liq emas; bunda yo‘nalishning o‘zgarishi ham nazarda tutiladi.

Impulsning saqlanishi tenglamasini sochilgan elektron impulsiga nisbatan yechsak, quyidagi ifoda olinadi:

${\displaystyle {𝐩}_{e^{\prime }}={𝐩}_{\gamma }-{𝐩}_{{\gamma }^{\prime }}.}$

skalyar ko‘paytmadan foydalanish uning kattaligi kvadratini beradi:

${\displaystyle \begin{array}{cc}{p}_{e^{\prime }}^2& ={𝐩}_{e^{\prime }}\cdot {𝐩}_{e^{\prime }}=({𝐩}_{\gamma }-{𝐩}_{{\gamma }^{\prime }})\cdot ({𝐩}_{\gamma }-{𝐩}_{{\gamma }^{\prime }})\\ & =p_{\gamma }^2+p_{{\gamma }^{\prime }}^2-2p_{\gamma }{p}_{{\gamma }^{\prime }}\cos \theta .\end{array}}$

${\displaystyle p_{\gamma }c}$ o‘rniga ${\displaystyle hf,}$ qo‘yiladi va ikkala tomon ${\displaystyle c^2,}$ ga ko‘paytirilsa, quyidagisi olinadi:

${\displaystyle p_{e^{\prime }}^2{c}^2=p_{\gamma }^2{c}^2+p_{{\gamma }^{\prime }}^2{c}^2-2c^2{p}_{\gamma }{p}_{{\gamma }^{\prime }}\cos \theta .}$

Foton impulsi qatnashgan hadlar ${\displaystyle hf/c}$ bilan almashtirilgach, sochilgan elektron impulsi kattaligi uchun ikkinchi ifoda hosil bo‘ladi:

${\displaystyle p_{e^{\prime }}^2{c}^2=(hf{)}^2+(h{f}^{\prime }{)}^2-2(hf)(h{f}^{\prime })\cos \theta .(2)}$

Bu impuls uchun muqobil ifodalarni tenglashtirib, quyidagi tenglik olinadi:

${\displaystyle (hf-h{f}^{\prime }+m_e{c}^2{)}^2-m_e^2{c}^4={\left(hf\right)}^2+{\left(h{f}^{\prime }\right)}^2-2h^{2}f{f}^{\prime }\cos \theta ,}$

Kvadratni ochish va hadlarning o‘rnini almashtirishdan so‘ng bu tenglik quyidagi ko‘rinishga keladi:

${\displaystyle 2hf{m}_e{c}^2-2h{f}^{\prime }{m}_e{c}^2=2h^{2}f{f}^{\prime }(1-\cos \theta ).}$

Ikkala tomonni ${\displaystyle 2hf{f}^{\prime }{m}_{e}c}$ ga bo‘lsak, quyidagisi hosil bo‘ladi:

${\displaystyle \frac{c}{f^{\prime }}-\frac{c}{f}=\frac{h}{m_{e}c}(1-\cos \theta ).}$

Nihoyat, ${\displaystyle f\lambda =f^{\prime }{\lambda }^{\prime }=c}$ bo‘lgani uchun:

${\displaystyle {\lambda }^{\prime }-\lambda =\frac{h}{m_{e}c}(1-\cos \theta ).(3)}$

Bundan tashqari, ${\displaystyle \phi }$ — uchib chiqayotgan elektron yo‘nalishi bilan tushayotgan foton yo‘nalishi orasidagi burchak — quyidagi ifoda bilan aniqlanadi:

${\displaystyle \cot \phi =(1+\frac{hf}{m_e{c}^2})\tan (\theta /2).(4)}$

Kesim Kompton effektida Kleyn — Nishina formulasi bilan tavsiflanadi.

Agar foton sochilayotgan elektron atom tarkibida bo‘lsa, sochilish manzarasi murakkablashadi.

Agar elektronning bog‘lanish energiyasi tushayotgan foton energiyasidan katta bo‘lsa, elektron atom qobig‘idan ajralib chiqmaydi va foton butun atomda yagona bir jismdagidek sochiladi. Bunday holatda to‘lqin uzunligining o‘zgarish formulasida elektron massasi o‘rniga undan o‘n minglab marta katta atom massasi ishlatiladi — demak, to‘lqin uzunligining o‘zgarishi ham o‘n minglab marta kichik bo‘ladi. Shu bois past energiyali fotonlar (masalan, ko‘rinadigan yorug‘lik diapazonidagi) deyarli elastik sochiladi. Bunday sochilish Reley sochilishi deb ataladi..

Yana bir mumkin bo‘lgan holat — Raman sochilishi bo‘lib, bunda foton energiyasining bir qismi molekulaning xususiy tebranish energiyasiga aylanadi yoki aksincha bo‘ladi.

Aynan Kompton sochilishi yuz berganda, tushayotgan foton energiyasi ${\displaystyle {ℰ}_0\gg \alpha Z_{eff}{m}_e{c}^2,}$ dan ancha katta bo‘lsa, bu yerda ${\displaystyle \alpha }$ — nozik tuzilma doimiysi, ${\displaystyle Z_{eff}}$ esa yadroning ${\displaystyle e}$ birliklarida ifodalangan samarali zaryadi (turli qobiqlar uchun har xil), elektronni erkin deb hisoblash va uning sochilishini erkin elektron uchun chiqarilgan formulalar yordamida tavsiflash mumkin.

Agar ${\displaystyle m_e{c}^2\gg {ℰ}_0\gg E_3,}$ bo‘lsa, sochilishdagi energiya saqlanishi tenglamasiga bog‘lanish energiyasiga oid had qo‘shilishini, shuningdek, elektron bilan u tark etgan ion orasida o‘zaro ta'sir mavjudligini hisobga olish zarur. Bunday jarayonni tasvirlash uchun «chayka» turidagi Feynman diagrammalaridan foydalaniladi.

Tushayotgan fotonning past energiyalarida sochilish ehtimoli deyarli nolga teng; energiya oshishi bilan u asta-sekin ortadi, keyin yana pasayadi. Maksimumning joylashuvi yadroning samarali zaryadiga bog‘liq: zaryad qanchalik katta bo‘lsa, maksimum shunchalik katta energiyaga to‘g‘ri keladi. Bundan tashqari, yadro zaryadi ortgani sari sochilish kesimining eng katta qiymati mutlaq miqdor jihatidan kichrayadi.

Burchaklar bo‘yicha taqsimotda yadro zaryadi ortgani sari kichik burchak ostida uchib chiqishlar susayadi. Ya'ni og‘ir elementlarning K-elektronlarida sochilishda hatto yuqori energiyalarda ham 180° burchakka qaytish ehtimoli eng katta bo‘ladi.

Atom elektronlarida sochilishning yana bir xususiyati — muayyan sochilish burchagiga mos spektral chiziqning kengayishidir. Ya'ni erkin elektronda sochilishda har bir burchakka ${\displaystyle \mathrm{\Delta }\lambda ,}$ ning aniq bir qiymati mos kelsa, atomda sochilishda har bir burchakka bunday qiymatlarning butun bir oralig‘i mos keladi. Sababi atomdagi elektron fazoda chegaralangan, demak, uning impulsida noaniqlik mavjud. Chiziq kengligi tushayotgan foton energiyasiga va elektronning bog‘lanish energiyasidan olingan kvadrat ildizga mutanosibdir.

Odatda atomda bog‘lanish energiyalari turlicha bo‘lgan ko‘plab elektronlar mavjud. Shuning uchun bir xil tushayotgan foton energiyasida ayrim elektronlar uchun sochilish Kompton turida, boshqalari uchun esa (bog‘lanish energiyasi foton energiyasidan katta bo‘lsa) Reley turida yuz beradi; bu foton qaysi qobiq elektroni bilan ta'sirlashganiga bog‘liq. Shu sababli sochilgan fotonlarning haqiqiy spektrlarida odatda ikkita maksimum bo‘ladi: birinchisi tushayotgan yorug‘lik chastotasiga mos keladi, ikkinchisi esa energiyasi kamroq Kompton fotonlariga to‘g‘ri keladi.

Bog‘langan elektrondagi Kompton sochilishi 100 keV dan (og‘ir atomlar uchun 1 MeV dan) bir necha MeV gacha bo‘lgan o‘rta energiya diapazonidagi gamma-kvantlarning moddada energiya yo‘qotishining asosiy usulidir. Energiyasi pastroq fotonlarda Reley sochilishi va fotoeffekt jarayonlari, energiyasi yuqoriroq fotonlarda esa yadro Kulon maydonida elektron-pozitron juftlari hosil bo‘lishi muhimroqdir.

Sochilgan yorug‘lik intensivligini o‘lchash orqali jismdagi elektron zichligini juda yuqori aniqlikda aniqlash mumkin.

Agar obyektning ichki tuzilishi murakkab bo‘lsa, nur yo‘li bo‘ylab har bir alohida qismdan kelayotgan sochilgan nurlanishni ajratish mumkin. Kompton tomografiyasi shu tamoyil asosida ishlaydi. Uning asosiy afzalligi — obyektga to‘liq kirish imkoni bo‘lmaganida ham (nurlatgich va detektorni obyekt atrofida to‘liq aylantirish mumkin bo‘lmasa) skanerlash imkoniyati, kamchiligi esa tasvir aniqligining pastligidir.

Turli energiyalarda Kompton sochilishi kesimini tahlil qilish orqali elektronlarning turli qobiqlardagi impuls taqsimotini aniqlash mumkin. Sochilish kesimining energiyaga bog‘liqligi moddaning Kompton profili deyiladi. Kompton profilini bilish yuqori aniqlikdagi rentgenografiya uchun ham zarur, chunki Kompton sochilishi rentgen soyasi tasviriga shovqin kiritadi.

Kompton effektidan foydalanish to‘lqin uzunligini silliq boshqarish mumkin bo‘lgan lazerlarni yaratishga imkon beradi — bunday sozlash nishonni sochgich atrofida aylantirish hisobiga amalga oshiriladi.

Agar foton avval bir detektorda, keyin ikkinchisida qayd etilsa, uning energiyasi o‘zgarishini tahlil qilib, dastlabki harakat trayektoriyasini aniqlash mumkin. Kompton gamma-teleskoplari^[ingl.] shu tarzda ishlaydi va juda keng ko‘rish maydoniga ega. Masalan, «Kompton» orbital rasadxonasi teleskopining ko‘rish maydoni 1 steradian.

ga teng. Relyativistik elektronlarning qoldiq mikroto‘lqinli nurlanishda teskari Kompton sochilishi energiyasi 50-100 keV bo‘lgan tepki fotonlarini hosil qiladi. Bu hodisa Sunyayev — Zeldovich effekti deb ataladi. Bunday yuqori energiyali fotonlarni qayd etish orqali Koinotda. Bunday nurlanish manbalarining eng to‘liq sharhini «Plank» kosmik teleskopi tuzgan.

Foton harakatlanayotgan elektronlarda sochilsa, sochilgan foton energiyasi tushayotgan foton energiyasidan katta bo‘lishi mumkin (mos ravishda elektronning to‘qnashuvdan keyingi energiyasi kamayadi). Bu jarayon teskari Kompton sochilishi deyiladi. U yulduzlararo fazodagi relyativistik elektronlar energiya yo‘qotishining asosiy mexanizmidir. Agar fotonlarning boshlang‘ich tezliklari izotrop taqsimlangan bo‘lsa, sochilgan fotonlarning o‘rtacha energiyasi quyidagiga teng bo‘ladi:

${\displaystyle {ℰ}_1={ℰ}_0\frac{4E_e}{3m_e{c}^2},}$

Elektronda sochilgan fotonning energiyasi:

${\displaystyle {ℰ}_1={ℰ}_0\frac{1-\beta \cos \theta }{1-\beta \cos (\theta -\varphi )+\frac{{ℰ}_0}{E_{e0}}(1-\cos \varphi )},}$

bu yerda: ${\displaystyle \theta }$ — ularning harakat yo‘nalishlari orasidagi burchak;

${\displaystyle \varphi }$ — tushayotgan va sochilgan fotonlar harakat yo‘nalishlari orasidagi burchak;

${\displaystyle \beta =v/c}$ — elektronning o‘lchamsiz tezligi.

«Yuzma-yuz» to‘qnashuv holatida:

${\displaystyle {ℰ}_1=E_{e0}\frac{4{ℰ}_0{E}_{e0}}{4{ℰ}_0{E}_{e0}+m^2{c}^4}.}$

Teskari Kompton effektida tushayotgan yorug‘lik to‘lqin uzunligining o‘zgarishi uning boshlang‘ich energiyasiga bog‘liq; harakatsiz elektronlar uchun esa bunday bog‘liqlik mavjud emas.

Teskari Kompton effekti quyidagilarni yuzaga keltiradi: galaktik manbalarning rentgen nurlanishini, qoldiq fon nurlanishining rentgen tarkibiy qismini (Sunyayev — Zeldovich effekti), shuningdek, plazma to‘lqinlarining yuqori chastotali elektromagnit to‘lqinlarga aylanishini. Bu effekt, shuningdek, kosmik mikroto‘lqinli fon fotonlari galaktikalar to‘dasini o‘rab turgan issiq gaz orqali o‘tganda ham kuzatiladi. Qoldiq nurlanish fotonlari ushbu gazdagi elektronlarda sochilib, yanada yuqori energiyaga ega bo‘ladi va buning natijasida Sunyayev — Zeldovich effekti yuzaga keladi. Ushbu effektni kuzatish galaktikalar to‘dalarini qizil siljishga deyarli bog‘liq bo‘lmagan usulda aniqlash imkonini beradi.

Teskari Kompton sochilishi astrofizikada muhim rol o‘ynaydi. Rentgen astronomiyasida akkretsiya diski qora tuynuk atrofida issiqlik spektrini hosil qiladi, deb hisoblanadi. Bu spektrdagi energiyasi past fotonlar atrofdagi koronadagi relyativistik elektronlarda sochilib, yuqori energiyaga ega bo‘ladi. Qora tuynuklar akkretsiyasining rentgen spektrlarida (0,2—10 keV) darajali qonunga bo‘ysunuvchi tarkibiy qism aynan shu sababli paydo bo‘ladi, deb taxmin qilinadi^{[manba 2034 kundan beri ko‘rsatilmagan]}.

Ayrim sinxrotron nurlanish qurilmalarida tezlatgich elektron dastasida lazer nuri sochiladi. Bu teskari Kompton sochilishi MeV dan GeV gacha diapazondagi yuqori energiyali fotonlarni hosil qiladi va ular keyinchalik yadro fizikasi tajribalarida ishlatiladi.

• Sivuxin D. V. Atom fizikasi // Fizikaning umumiy kursi. — M.: Nauka, 1986.  — J. 5. — 426 b.
• Kompton effekti // Fizika ensiklopediyasi / A. M. Proxorov. — M.: Sovetskaya ensiklopediya, 1990.  — J. 2: Sifat koeffitsiyenti — Magnitooptika. — 703 b.
• Ishxanov B. S., Kapitonov I. M., Kebin E. I. Zarrachalar va atom yadrolari: asosiy tushunchalar. — M.: LKI, 2007. — 584 b.