dispersión Compton

Dispersión de fotones de partículas cargadas.

La dispersión Compton (o efecto Compton ) es la teoría cuántica de la dispersión de fotones de alta frecuencia tras una interacción con una partícula cargada , normalmente un electrón. Específicamente, cuando el fotón choca contra los electrones, libera electrones débilmente unidos de las capas de valencia externas de los átomos o moléculas.

El efecto fue descubierto en 1923 por Arthur Holly Compton mientras investigaba la dispersión de rayos X por elementos ligeros, y le valió el Premio Nobel de Física en 1927. El efecto Compton se desvió significativamente de las teorías clásicas dominantes, utilizando tanto la relatividad especial como la mecánica cuántica. para explicar la interacción entre fotones de alta frecuencia y partículas cargadas.

Los fotones pueden interactuar con la materia a nivel atómico (por ejemplo, efecto fotoeléctrico y dispersión de Rayleigh ), en el núcleo o simplemente con un electrón. La producción de pares y el efecto Compton se producen a nivel del electrón. ^[1] Cuando un fotón de alta frecuencia se dispersa debido a una interacción con una partícula cargada, hay una disminución en la energía del fotón (y por lo tanto, un aumento en su longitud de onda ). Este es el efecto Compton. Debido a la conservación de la energía, la energía perdida del fotón se transfiere a la partícula que retrocede (dicho electrón se llamaría "electrón de retroceso Compton").

Esto implica que si la partícula que retrocede llevara inicialmente más energía que el fotón, ocurriría lo contrario. Esto se conoce como Dispersión Compton Inversa , en la que el fotón dispersado aumenta su energía.

Introducción

Fig. 1: Diagrama esquemático del experimento de Compton. La dispersión Compton se produce en el objetivo de grafito de la izquierda. Por la rendija pasan fotones de rayos X dispersos en un ángulo seleccionado. La energía de un fotón dispersado se mide utilizando la dispersión de Bragg en el cristal de la derecha junto con la cámara de ionización; la cámara podría medir la energía total depositada a lo largo del tiempo, no la energía de fotones individuales dispersos.

En el experimento original de Compton (ver Fig. 1), la energía del fotón de rayos X (≈17 keV) era significativamente mayor que la energía de enlace del electrón atómico, por lo que los electrones podrían considerarse libres después de la dispersión. La cantidad en la que cambia la longitud de onda de la luz se llama desplazamiento de Compton . Aunque existe dispersión de Compton en el núcleo, ^[2] la dispersión de Compton generalmente se refiere a la interacción que involucra solo los electrones de un átomo. El efecto Compton fue observado por Arthur Holly Compton en 1923 en la Universidad de Washington en St. Louis y verificado por su estudiante de posgrado YH Woo en los años siguientes. Compton recibió el Premio Nobel de Física de 1927 por este descubrimiento.

El efecto es significativo porque demuestra que la luz no puede explicarse puramente como un fenómeno ondulatorio . ^[3] La dispersión de Thomson , la teoría clásica de una onda electromagnética dispersada por partículas cargadas, no puede explicar los cambios en la longitud de onda a baja intensidad: clásicamente, la luz de intensidad suficiente para que el campo eléctrico acelere una partícula cargada a una velocidad relativista causará radiación. retroceso de presión y un desplazamiento Doppler asociado de la luz dispersada, ^[4] pero el efecto sería arbitrariamente pequeño con intensidades de luz suficientemente bajas, independientemente de la longitud de onda . Por tanto, si queremos explicar la dispersión Compton de baja intensidad, la luz debe comportarse como si estuviera formada por partículas. O la suposición de que el electrón puede tratarse como libre no es válida, lo que da como resultado una masa efectivamente infinita del electrón igual a la masa nuclear (ver, por ejemplo, el comentario a continuación sobre la dispersión elástica de los rayos X debido a ese efecto). El experimento de Compton convenció a los físicos de que la luz puede ser tratada como una corriente de objetos similares a partículas (cuantos llamados fotones), cuya energía es proporcional a la frecuencia de la onda luminosa.

Como se muestra en la Fig. 2, la interacción entre un electrón y un fotón da como resultado que al electrón se le dé parte de la energía (haciéndolo retroceder) y que un fotón de la energía restante se emita en una dirección diferente a la original, de modo que el impulso general del sistema también se conserva. Si el fotón dispersado todavía tiene suficiente energía, se puede repetir el proceso. En este escenario, el electrón se trata como libre o débilmente ligado. La verificación experimental de la conservación del momento en procesos individuales de dispersión de Compton por parte de Bothe y Geiger , así como de Compton y Simon, ha sido importante para refutar la teoría BKS .

La dispersión de Compton se describe comúnmente como dispersión inelástica , porque la energía del fotón dispersado es menor que la energía del fotón incidente. ^{[5] [6]} La energía del fotón incidente se transfiere a la partícula en retroceso, pero sólo como energía cinética. El electrón no gana energía interna, las masas respectivas siguen siendo las mismas, lo que indica una colisión elástica . Desde esta perspectiva, la dispersión Compton podría considerarse elástica porque el estado interno del electrón no cambia durante el proceso de dispersión. El hecho de que la dispersión Compton se considere elástica o inelástica depende de la definición específica de estos términos que se utilicen.

La dispersión Compton es uno de los cuatro procesos que compiten cuando los fotones interactúan con la materia. Con energías de unos pocos eV a unos pocos keV, correspondientes a la luz visible a través de rayos X suaves, un fotón puede ser absorbido por completo y su energía puede expulsar un electrón de su átomo anfitrión, un proceso conocido como efecto fotoeléctrico. Fotones de alta energía de1,022 MeV y más pueden bombardear el núcleo y provocar la formación de un electrón y un positrón, un proceso llamado producción de pares ; fotones de energía aún mayor (más allá de un umbral de energía de al menos1,670 MeV , dependiendo de los núcleos involucrados), pueden expulsar un nucleón o partícula alfa del núcleo en un proceso llamado fotodesintegración . La dispersión Compton es la interacción más importante en la región de energía intermedia, con energías de fotones mayores que las típicas del efecto fotoeléctrico pero menores que el umbral de producción de pares.

Descripción del fenómeno

Fig. 2: Un fotón de longitud de onda llega desde la izquierda, choca con un objetivo en reposo y un nuevo fotón de longitud de onda emerge en ángulo . El objetivo retrocede, llevándose una cantidad de energía incidente que depende del ángulo. ${\displaystyle \lambda }$ ${\displaystyle \lambda '}$ ${\displaystyle \theta }$

A principios del siglo XX, la investigación sobre la interacción de los rayos X con la materia estaba en marcha. Se observó que cuando los rayos X de una longitud de onda conocida interactúan con los átomos, los rayos X se dispersan en un ángulo y emergen en una longitud de onda diferente relacionada con . Aunque el electromagnetismo clásico predijo que la longitud de onda de los rayos dispersos debería ser igual a la longitud de onda inicial, ^[7] múltiples experimentos habían encontrado que la longitud de onda de los rayos dispersos era más larga (correspondiente a una energía más baja) que la longitud de onda inicial. ^[7] ${\displaystyle \theta }$ ${\displaystyle \theta }$

En 1923, Compton publicó un artículo en Physical Review que explicaba el desplazamiento de los rayos X atribuyendo un impulso similar al de una partícula a los cuantos de luz (Einstein había propuesto los cuantos de luz en 1905 para explicar el efecto fotoeléctrico, pero Compton no se basó en la teoría de Einstein). trabajar). La energía de los cuantos de luz depende únicamente de la frecuencia de la luz. En su artículo, Compton derivó la relación matemática entre el cambio de longitud de onda y el ángulo de dispersión de los rayos X suponiendo que cada fotón de rayos X disperso interactuaba con un solo electrón. Su artículo concluye informando sobre experimentos que verificaron su relación derivada:

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

• ${\displaystyle \lambda }$es la longitud de onda inicial,
• ${\displaystyle \lambda '}$es la longitud de onda después de la dispersión,
• ${\displaystyle h}$es la constante de Planck ,
• ${\displaystyle m_{e}}$es la masa en reposo del electrón ,
• ${\displaystyle c}$es la velocidad de la luz , y
• ${\displaystyle \theta }$es el ángulo de dispersión.

La cantidadh/me _c _se conoce como longitud de onda Compton del electrón; es igual a2,43 × 10 ⁻¹²  m . El cambio de longitud de onda λ′ − λ es al menos cero (para θ = 0° ) y como máximo el doble de la longitud de onda Compton del electrón (para θ = 180° ).

Compton descubrió que algunos rayos X no experimentaban ningún cambio en la longitud de onda a pesar de estar dispersos en ángulos grandes; en cada uno de estos casos el fotón no logró expulsar un electrón. ^[7] Por lo tanto, la magnitud del cambio no está relacionada con la longitud de onda Compton del electrón, sino con la longitud de onda Compton de todo el átomo, que puede ser más de 10000 veces más pequeña. Esto se conoce como dispersión "coherente" de todo el átomo, ya que el átomo permanece intacto y no obtiene excitación interna.

En los experimentos originales de Compton, el cambio de longitud de onda indicado anteriormente era lo observable directamente mensurable. En los experimentos modernos es convencional medir las energías, no las longitudes de onda, de los fotones dispersos. Para una energía incidente dada , la energía del fotón saliente en estado final, está dada por ${\displaystyle E_{\gamma }=hc/\lambda }$ ${\displaystyle E_{\gamma ^{\prime }}}$

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

Derivación de la fórmula de dispersión.

Fig. 3: Energías de un fotón a 500 keV y un electrón después de la dispersión Compton.

Un fotón γ con longitud de onda λ choca con un electrón e en un átomo, que se considera en reposo. La colisión hace que el electrón retroceda y un nuevo fotón γ ' con longitud de onda λ ' emerge en un ángulo θ del camino entrante del fotón. Sea e ' el electrón después de la colisión. Compton admitió la posibilidad de que la interacción a veces acelerara el electrón a velocidades lo suficientemente cercanas a la velocidad de la luz como para requerir la aplicación de la teoría de la relatividad especial de Einstein para describir adecuadamente su energía y momento.

Al concluir el artículo de Compton de 1923, informó los resultados de experimentos que confirmaban las predicciones de su fórmula de dispersión, apoyando así la suposición de que los fotones transportan impulso además de energía cuantificada. Al comienzo de su derivación, había postulado una expresión para el momento de un fotón equiparando la relación masa-energía ya establecida de Einstein con las energías cuantificadas del fotón de , que Einstein había postulado por separado. Si , la masa equivalente del fotón debe ser . El momento del fotón es entonces simplemente esta masa efectiva multiplicada por la velocidad invariante del marco de fotograma c . Para un fotón, su momento , y por lo tanto hf , se puede sustituir por pc para todos los términos de momento del fotón que surgen durante la derivación siguiente. La derivación que aparece en el artículo de Compton es más concisa, pero sigue la misma lógica en la misma secuencia que la siguiente derivación. ${\displaystyle E=mc^{2}}$ ${\displaystyle hf}$ ${\displaystyle mc^{2}=hf}$ ${\displaystyle hf/c^{2}}$ ${\displaystyle p=hf/c}$

La conservación de la energía simplemente iguala la suma de energías antes y después de la dispersión. ${\displaystyle E}$

${\displaystyle E_{\gamma }+E_{e}=E_{\gamma '}+E_{e'}.}$

Compton postuló que los fotones tienen impulso; ^[7] por lo tanto, a partir de la conservación del momento , los momentos de las partículas deberían estar relacionados de manera similar por

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

en el que ( ) se omite bajo el supuesto de que es efectivamente cero. ${\displaystyle {p_{e}}}$

Las energías de los fotones están relacionadas con las frecuencias por

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

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

donde h es la constante de Planck .

Antes del evento de dispersión, se considera que el electrón está lo suficientemente cerca de estar en reposo como para que su energía total consista enteramente en la equivalencia masa-energía de su masa (en reposo) . ${\displaystyle m_{e}}$

${\displaystyle E_{e}=m_{e}c^{2}.}$

Después de la dispersión, la posibilidad de que el electrón pueda ser acelerado a una fracción significativa de la velocidad de la luz requiere que su energía total se represente utilizando la relación relativista energía-momento.

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

Sustituyendo estas cantidades en la expresión de la conservación de la energía se obtiene

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

Esta expresión se puede utilizar para encontrar la magnitud del momento del electrón dispersado,

Tenga en cuenta que esta magnitud del impulso ganado por el electrón (anteriormente cero) excede la energía/c perdida por el fotón,

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

La ecuación (1) relaciona las diversas energías asociadas con la colisión. El cambio de momento del electrón implica un cambio relativista en la energía del electrón, por lo que no está simplemente relacionado con el cambio de energía que ocurre en la física clásica. El cambio de la magnitud del impulso del fotón no está sólo relacionado con el cambio de su energía; también implica un cambio de dirección.

Resolver la expresión de conservación del momento para el momento del electrón disperso da

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

Haciendo uso del producto escalar se obtiene el cuadrado de su magnitud,

${\displaystyle {\begin{aligned}p_{e'}^{\,2}&=\mathbf {p} _{e'}\cdot \mathbf {p} _{e'}=(\mathbf {p} _{\gamma }-\mathbf {p} _{\gamma '})\cdot (\mathbf {p} _{\gamma }-\mathbf {p} _{\gamma '})\\&=p_{\gamma }^{\,2}+p_{\gamma '}^{\,2}-2p_{\gamma }\,p_{\gamma '}\cos \theta .\end{aligned}}}$

En previsión de ser reemplazado por , multiplica ambos lados por , ${\displaystyle p_{\gamma }c}$ ${\displaystyle hf}$ ${\displaystyle c^{2}}$

${\displaystyle p_{e'}^{\,2}c^{2}=p_{\gamma }^{\,2}c^{2}+p_{\gamma '}^{\,2}c^{2}-2c^{2}p_{\gamma }\,p_{\gamma '}\cos \theta .}$

Después de reemplazar los términos del momento del fotón con , obtenemos una segunda expresión para la magnitud del momento del electrón disperso, ${\displaystyle hf/c}$

Al equiparar las expresiones alternativas para este impulso se obtiene

${\displaystyle (hf-hf'+m_{e}c^{2})^{2}-m_{e}^{\,2}c^{4}=\left(hf\right)^{2}+\left(hf'\right)^{2}-2h^{2}ff'\cos {\theta },}$

que, después de evaluar el cuadrado y cancelar y reorganizar los términos, produce aún más

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

Dividiendo ambos lados por los rendimientos ${\displaystyle 2hff'm_{e}c}$

${\displaystyle {\frac {c}{f'}}-{\frac {c}{f}}={\frac {h}{m_{e}c}}\left(1-\cos \theta \right).}$

Finalmente, dado que fλ = f ' λ' = c ,

Se puede ver además que el ángulo φ del electrón saliente con la dirección del fotón entrante está especificado por

Aplicaciones

dispersión Compton

La dispersión Compton es de primordial importancia para la radiobiología , ya que es la interacción más probable de los rayos gamma y los rayos X de alta energía con los átomos de los seres vivos y se aplica en radioterapia . ^{[8] [9]}

La dispersión Compton es un efecto importante en la espectroscopia gamma que da lugar al borde Compton , ya que es posible que los rayos gamma se dispersen fuera de los detectores utilizados. La supresión Compton se utiliza para detectar rayos gamma dispersos y contrarrestar este efecto.

Dispersión Compton magnética

La dispersión magnética Compton es una extensión de la técnica mencionada anteriormente que implica la magnetización de una muestra de cristal golpeada con fotones polarizados circularmente de alta energía. Al medir la energía de los fotones dispersos e invertir la magnetización de la muestra, se generan dos perfiles Compton diferentes (uno para los momentos de aceleración y otro para los momentos de desaceleración). Al tomar la diferencia entre estos dos perfiles se obtiene el perfil magnético de Compton (MCP), dado por : una proyección unidimensional de la densidad de espín del electrón. ${\displaystyle J_{\text{mag}}(\mathbf {p} _{z})}$

$${\displaystyle J_{\text{mag}}(\mathbf {p} _{z})={\frac {1}{\mu }}\iint _{-\infty }^{\infty }(n_{\uparrow }(\mathbf {p} )-n_{\downarrow }(\mathbf {p} ))d\mathbf {p} _{x}d\mathbf {p} _{y}}$$

${\displaystyle \mu }$ ${\displaystyle n_{\uparrow }(\mathbf {p} )}$ ${\displaystyle n_{\downarrow }(\mathbf {p} )}$

Dado que este proceso de dispersión es incoherente (no existe una relación de fase entre los fotones dispersados), el MCP es representativo de las propiedades generales de la muestra y es una sonda del estado fundamental. Esto significa que el MCP es ideal para comparar con técnicas teóricas como la teoría del funcional de densidad . El área bajo el MCP es directamente proporcional al momento de giro del sistema y, por lo tanto, cuando se combina con métodos de medición de momento total (como la magnetometría SQUID ), se puede utilizar para aislar las contribuciones orbitales y de giro al momento total de un sistema. . La forma del MCP también permite comprender el origen del magnetismo en el sistema. ^{[10] [11]}

Dispersión Compton inversa

La dispersión Compton inversa es importante en astrofísica . En astronomía de rayos X , se supone que el disco de acreción que rodea un agujero negro produce un espectro térmico. Los fotones de menor energía producidos en este espectro son dispersados ​​a energías más altas por electrones relativistas en la corona circundante . Se supone que esto causa el componente de la ley de potencia en los espectros de rayos X (0,2-10 keV) de los agujeros negros en acreción. ^[12]

El efecto también se observa cuando los fotones del fondo cósmico de microondas (CMB) se mueven a través del gas caliente que rodea un cúmulo de galaxias . Los fotones CMB son dispersados ​​a energías más altas por los electrones de este gas, lo que da como resultado el efecto Sunyaev-Zel'dovich . Las observaciones del efecto Sunyaev-Zel'dovich proporcionan un medio casi independiente del corrimiento al rojo para detectar cúmulos de galaxias.

Algunas instalaciones de radiación sincrotrón dispersan la luz láser del haz de electrones almacenado. Esta retrodispersión Compton produce fotones de alta energía en el rango de MeV a GeV ^{[13] [14]} utilizados posteriormente en experimentos de física nuclear.

Dispersión Compton inversa no lineal

La dispersión Compton inversa no lineal (NICS) es la dispersión de múltiples fotones de baja energía, generados por un intenso campo electromagnético, en un fotón de alta energía (rayos X o rayos gamma) durante la interacción con una partícula cargada, como un electrón. ^[15] También se denomina dispersión Compton no lineal y dispersión Compton multifotónica. Se trata de la versión no lineal de la dispersión Compton inversa en la que las condiciones de absorción multifotónica por parte de la partícula cargada se alcanzan debido a un campo electromagnético muy intenso, por ejemplo el producido por un láser . ^[dieciséis]

La dispersión Compton inversa no lineal es un fenómeno interesante para todas las aplicaciones que requieren fotones de alta energía, ya que NICS es capaz de producir fotones con energía comparable a la energía en reposo de las partículas cargadas y superior. ^[17] Como consecuencia, los fotones NICS pueden usarse para desencadenar otros fenómenos como la producción de pares, la dispersión Compton, reacciones nucleares , y pueden usarse para probar efectos cuánticos no lineales y QED no lineal . ^[15]

Ver también

• Observatorio Compton de rayos gamma
• Fórmula de Klein-Nishina
• Pulso electromagnético nuclear
• producción de pares
• Peter Debyé
• Efecto fotoeléctrico
• Presión de radiación
• Dispersión de rayos X inelástica resonante
• dispersión de Thomson
• Cronología de la astronomía cósmica de fondo de microondas
• Dispersión Compton inversa no lineal

Referencias

1. Pattison, Philip (1975). "Dispersión de rayos X y rayos gamma" (PDF) . Base de datos de Warwick . Universidad de Warwick: 10 - vía Biblioteca de Warwick.
2. P. Christillin (1986). "Dispersión nuclear de Compton". J. Física. G: Nucl. Física . 12 (9): 837–851. Código bibliográfico : 1986JPhG...12..837C. doi :10.1088/0305-4616/12/9/008. S2CID  250783416.
3. Griffiths, David (1987). Introducción a las Partículas Elementales . Wiley. págs.15, 91. ISBN 0-471-60386-4.
4. C. Moore (1995). "Observación de la transición de la dispersión de Thomson a Compton en interacciones ópticas multifotónicas con electrones" (PDF) .
5. Carron, Nueva Jersey (2007). Introducción al paso de partículas energéticas a través de la materia . Boca Ratón, FL: CRC Press. pag. 61.ISBN _ 9781420012378.
6. Chen, Sow-Hsin; Kotlarchyk, Michael (2007). Interacciones de fotones y neutrones con la materia (2ª ed.). Singapur: World Scientific. pag. 271.ISBN _ 9789810242145.
7. Taylor, JR; Zafiratos, CD; Dubson, MA (2004). Física moderna para científicos e ingenieros (2ª ed.). Prentice Hall . págs. 136–9. ISBN 0-13-805715-X.
8. Camphausen KA, Lawrence RC. "Principios de la radioterapia" Archivado el 15 de mayo de 2009 en Wayback Machine en Pazdur R, Wagman LD, Camphausen KA, Hoskins WJ (Eds) Manejo del cáncer: un enfoque multidisciplinario Archivado el 4 de octubre de 2013 en Wayback Machine . 11 ed. 2008.
9. Ridwan, SM, El-Tayyeb, F., Hainfeld, JF y Smilowitz, HM (2020). Distribuciones de nanopartículas de yodo inyectadas por vía intravenosa en xenoinjertos de glioma humano ortotópico U87 a lo largo del tiempo y la terapia tumoral. Nanomedicina, 15(24), 2369–2383. https://doi.org/10.2217/nnm-2020-0178
10. Malcolm Cooper (14 de octubre de 2004). Dispersión Compton de rayos X. OUP Oxford . ISBN 978-0-19-850168-8. Consultado el 4 de marzo de 2013 .
11. Barbiellini, B., Bansil, A. (2020). Técnicas de dispersión, Compton. Ciencia de Materiales e Ingeniería de Materiales, Elsevier. https://doi.org/10.1016/B978-0-323-90800-9.00107-4
12. Dra. Tortosa, Alessia. "Mecanismos de comptonización en coronas calientes en AGN. La vista NuSTAR" (PDF) . DIPARTIMENTO DI MATEMÁTICA Y FISICA.
13. "Página de inicio de GRAAL". Lnf.infn.it. _ Consultado el 8 de noviembre de 2011 .
14. "Instalaciones TUNL HIGS de la Universidad de Duke" . Consultado el 31 de enero de 2021 .
15. Di Piazza, A.; Müller, C.; Hatsagortsyan, KZ; Keitel, CH (16 de agosto de 2012). "Interacciones láser de intensidad extremadamente alta con sistemas cuánticos fundamentales". Reseñas de Física Moderna . 84 (3): 1177-1228. arXiv : 1111.3886 . Código Bib : 2012RvMP...84.1177D. doi : 10.1103/RevModPhys.84.1177. ISSN  0034-6861. S2CID  118536606.
16. Meyerhofer, DD (1997). "Dispersión de electrones láser de alta intensidad". Revista IEEE de Electrónica Cuántica . 33 (11): 1935-1941. Código bibliográfico : 1997IJQE...33.1935M. doi : 10.1109/3.641308.
17. Rito, VI (1985). "Efectos cuánticos de la interacción de partículas elementales con un intenso campo electromagnético". Revista de investigación láser soviética . 6 (5): 497–617. doi :10.1007/BF01120220. ISSN  0270-2010. S2CID  121183948.

Otras lecturas

• S. Chen; H. Avakian; V. Burkert; L. Vandenaweele; P. Eugenio; la colaboración CLAS; Ambrozewicz; Anghinolfi; Asrio; Bagdasaryan; Baillie; Pelota; Baltzell; Carretilla; Batourina; Battaglieri; Barba; Bedlinsky; Bektasoglu; Bellis; Benmouna; Berman; Biselli; Bonner; Bouchigny; Boiarinov; Bostezado; Bradford; Branford; et al. (2006). "Medición de la dispersión Compton profundamente virtual con un objetivo de protones polarizados". Cartas de revisión física . 97 (7): 072002. arXiv : hep-ex/0605012 . Código Bib : 2006PhRvL..97g2002C. doi : 10.1103/PhysRevLett.97.072002. PMID  17026221. S2CID  15326395.
• Compton, Arthur H. (mayo de 1923). "Una teoría cuántica de la dispersión de rayos X por elementos ligeros". Revisión física . 21 (5): 483–502. Código bibliográfico : 1923PhRv...21..483C. doi : 10.1103/PhysRev.21.483 .(el artículo original de 1923 en el sitio web de APS )
• Stuewer, Roger H. (1975), El efecto Compton: punto de inflexión en la física (Nueva York: Publicaciones de historia de la ciencia)

enlaces externos

• Dispersión Compton - Universidad Estatal de Georgia
• Datos de dispersión de Compton - Universidad Estatal de Georgia
• Derivación de la ecuación de desplazamiento de Compton