Электромагниттік сәулелену

Пән: Физика
Жұмыс түрі: Дипломдық жұмыс
Тегін: Антиплагиат
Көлемі: 59 бет
Таңдаулыға:

М а з м ұ н ы

Кіріспе . . . 3

I - тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық теориясы

1. 1. Жылулық сәулелену . . . 6

1. 2. Абсолют қара дененің сәуле шығару спектрі . . . 8

1. 3. Фотоэлектрлік эффект . . . 12

1. 4. Комптон құрылысы . . . 18

1. 5. Жарық қысымы . . . 22

1. 6. Электромагниттік толқындардың кванттық сипаттамасы . . . 25

1. 7. Фотондар . . . 28

II - тарау. Газразряды санауыштар көмегімен элекромагниттік сәуленің кванттық табиғатын экспериментті зерттеу.

2. 1. Күшейткішті ионизациялық санауыштар . . . 33

2. 2. Өздігінен өшпейтін санауыштар . . . 41

2. 3. Өздігінен өшетін санауыштар . . . 43

2. 4. Газразрятты санауыштар көмегімен радиоактивті сәулелерді тіркеу . . . 50

2. 5. Электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын тәжірибе арқылы анықтау. (экспертмент) . . . 54

Қорытынды . . . 58

Пайдаланылғын әдебиеттер . . . 59

Кіріспе

Кванттық теорияға сәйкес микробөлшектер әрі корпускулярлық, әрі толқындық қасиетке ие. Классикалық физика бойынша бөлшектердің қозғалысы мен толқынның таралуы бір-біріне сәйкес келмейтін процестер. Бірақ фотоэффект, конптом эффекті және басқа бірқатар жарықтың әсерінен болатын құбылыстарды зерттеу нәтижелерін түсіндіру үшін жарықтың табиғатын тек электромагниттік толқын ретінде емес, ол корпускулярлық қасиетке ие деп қарастыру қажеттігі туындады [1] .

Зерттеудің өзектілігі: Электромагниттік сәулелердің табиғатын түсіндіруде әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиетін мектеп оқушыларының бірден игеріп кетуі қиын. Оның негізгі себебі, бізді қоршаған ортадағы тікелей бақыланатын барлық материяның түрлерінде олардың тек толқындық немесе бөлшектік қасиеттерін сеземіз. Сондықтан, бір мезетте әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін коз алдымызға елестету қиын. Сондықтан оқушыларға электромагниттік сәуленің әрі толқындық, әрі корпускулярлық қасиеттерін түсіндіретін тәжірибелер жасап, оның әдістемелік нұсқауын дайындау өзектілігін жоғалтқан жоқ.

Зерттеудің ғылыми жаңашылдығы мен практикалық маңыздылығы: Қазіргі кезде мектеп оқу процесінде электромагниттік сәулелер бойынша орындалатын тәжірибелерге талдау жасап, оларды жетілдіру және жаңарту қажет. Газразрядты санауыштар көмегімен электромагниттік сәуленің кванттық табиғатын анықтайтын зертханалық жұмыстар қойып, оның көрнекілігі мен тиімділігін арттыру жолдары ұсынылды.

Дипломдық жұмыстың мақсаты: Электромагниттік сәулелердің күрделі табиғатын мектеп оқушыларына түсіндіру барысында орындалатын тәжірибелердің көрнекілігі мен тиімділігін және оқушылардың пәнге деген қызығушылығын арттыру.

Жарық кванттары кеңістікте корпускуляр секілді қозғалыста болатын, кіші көлемде жинақталған материяның ерекше түрі ретінде қарастырылады. Жарық кванттары бөлшектерге тән көп қасиеттерге ие. Сондықтанда жарық кванттарын фотондар деп атайды.

Квант-фотондардың негізгі сипаттамасы олардың энергиясы. Квант энергиясын Е арқылы белгілейміз. Ол энергияның шамасы сәулеленудің қасиеттерін анықтайды. Монохроматты жарық ағыны энергиялары бірдей болған кванттардан құралған болады.

Толқындық теорияға сәйкес сәулеленудің бір-бірінен айырмашылығы электромагниттік тербелістердің жиіліктерінің әр түрлі болуында. Сондықтан толқындық теорияға сәйкес жиілік v сәулеленуді сипаттайтын негізгі параметр болады.

Олай болса сәулелену процесін сипаттайтын осы екі шаманың арасында белгілі бір қатынас болуы шарт. М. Планк осы екі шама квант энергиясымен электромагниттік сәулелену жиілігі арасындағы қатынас пропорционал түрде болады деп жорамал жасады.

Мұндағы тұрақты шама һ Планк тұрақтысы деп аталады:

Бүл өрнектен

Е=һv

Сонымен осы кезге дейін жарық ағынын жиілігі v болған электромагниттік толқын деп келген болсақ, енді оны энергиясы Е=Һv болған кванттар ағыны деп қарастырамыз. Жарық ағынының интенсивтілігі бірлік ауданнан бірлік уақыт аралығында өтетін кванттар сонымен анықталады:

Мұндағы N бірлік уақыт аралығында өткен кванттар саны. Жарық

ағыны жеке кванттардан құралатындықтан заттың сәулелену немесе жарық жұту процесі Һv шамаға еселенген энергия шығаруы немесе жұтуы арқылы сипатталады.

Жарық квантының энергиясы Е=Һv болса, салыстырмалылық теориясына сәйкес ол белгілі бір мөлшердегі массаға ие болуы керек.

Егер жеке кванттың массасын m деп белгілесек

Жарық кванты С жылдамдықпен таралатындықтан оның импульсі

Әртүрлі сәулелердің кванттық және толқындық сипаттамаларың 1-кестеде келтірдік

Кесте №1

Кестеден радиотолқындар мен көзге көрінетінжарық сәулелерінің кванттарының массасы тыныштықтағы электрон массасымен салыстырғанда ескермесе де болатындай болса, ал гамма сәулелердің кванттарының массасы электрон массасымен шамалас немесе бірнеше есе үлкен болады екен. Квант энергиясы артқан сайын оның массасы да артады. Сондықтан жоғары энергияға ие болған кванттардың корпускулярлық қасиеттері анық байқалады.

Электромагниттік толқынның кванттық қасиеттерін тәжірибе арқылы анықтауға болады.

Зертханалық жұмыстың мақсаты жоғары жиілікті электромагниттік сәуленің корпускулярлық қасиетін Боте тәжірибесі арқылы анықтау.

І-тарау. Электромагниттік сәулеленудің кванттық

теориясы.

Жылулық сәулелену.

Жарықтың толқындық табиғаты алғаш рет жылулық сәулелену процесін түсіндіруде қайшылыққа кездесті. Заттың сәулелену процесі энергияның шашырауымен байланысты. Сәулелену процесі үздіксіз болуы үшін оның энергиясы сырттан толтырылып тұруы қажет. Сәулеленудің түріне байланысты оның энергияны сырттан алу процесі де әртүрлі болады.

Жылулық сәулелену деп дененің жылуының яғни ішкі энергияның есебінен болатын сәулеленуді айтамыз. Жылулық сәулелену тепе-теңдік күйде болуы мүмкін. Ол үшін сәулеленуші денені идеал бетпен қапталған ыдыс ішіне орналастырайық. Ыдыс ішінде орналасқан дененің шығарған сәулелері ыдыс қабырғасынан бірнеше рет шағылып денеге қайтып түсіп, ол денеде жұтылады. Бастапқы кезде денеден шыққан сәулемен ол денеде жұтылған сәулелер саны әртүрлі болғанымен біраз уақыт өткеннен соң олардың саны теңеледі. Сол кезден бастап тепе-теңдік кездегі дененің температурасы тұрақты күйде болады. [2]

Жылулық сәулеленуден басқа кез келген сәулелену тепе-теңдік күйде бола алмайды. Жылулық сәулеленуі тепе-теңдік күйде болғандықтан оған термодинамика заңдарын қолдануға болады.

Жылулық сәулеленудің күйін сипаттайтын негізгі шама температура. Бір-бірімен жылу алмасатын денелер белгілі уақыттан кейін бірдей температураға ие болады. Яғни жылулық тепе-теңдікке келеді.

Денелердің сәуле шығару және сәуле жұту қабілеттерінің арасында белгілі бір қатынас бар екендігін 1859 жылы Кирхгоф тағайындаған.

Егер бірлік уақыт аралығында дененің бірлік бетінен шығатын энергияны R деп алсақ, дененің ds бетінен бірлік уақыт ішінде шығатын энергия

dЕ=R*ds (1. 1)

Мұндағы R -энергетикалық жарқырау. Дене шығарған сәуленің толқын ұзындықтары ға дейінгі аралықтағы энергия мөлшері.

Мұндағы r _λ - дененің сәуле шығару қабілеті деп аталады.

Демек

(1. 2) және (1. 3) өрнектерден

Егер спектрдің dλ, аралығындағы денеге түскен сәуленің энергиясын dЕ λ деп, ал денеде оның жұтылған мөлшерін dЕ _λ деп белгілесек олардың қатынасы дененің сәуле жұту қабілеті а _λ -ны береді.

Дененің сәуле шығару r _λ және жұту а _λ қабілеттері дене температурасы мен толқын ұзындықтарының функциясы болады. Температура өзгергенде дененің сәуле шығару қабілеті де, сәуле жұту қабілеті де өзгереді.

Киргхов термодинамика заңдарына сәйкес дененің сәуле шығарғыштық қабілетінің сәуле жұту қабілетіне қатынасы барлық денелер тұрақты шама екендігін анықтады.

Егер дене өзіне түскен барлық сәулелерді толығымен жұтатын болса мұндай денелер абсолют қара дене деп аталады. Абсолют қара дене үшін а _λ =1. Табиғатта абсолют қара дене жоқ. Жұту қабілеті абсолют қара денеге жуық денені қолдан жасауға болады. Мысалы: өте кіші саңылауы бар іші қуыс денені абсолют қара дене деп қарастыруға болады, себебі оның ішіне саңлаудан түскен сәуле одан қайта шығып кете алмастан, бірнеше рет ішінде шағылып жұтылады.

Абсолют қара дененің жұту қабілеті бірге тең болғандықтан (1. 10) өрнекке сәйкес r _λ =f(λ, Т) . Олай болса Кирхгоф заңын былай тұжырымдауға болады:

Берілген температурадағы дененің сәуле шығару қабілетінің сәуле жұту қабілетіне қатынасы барлық денелер үшін тұрақты болып, оның шамасы абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетіне тең болады.

1. 2. Абсолют қара дененіц сәуле шығару спектрі.

(1. 6) өрнектегі f(λ, Т) абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетін сипаттайды. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілеті r -ны 1-суретте келтірілген құрылғы көмегімен өлшеуге болады.

1 - сурет. Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетін сипаттайтын спектрі

Абсолют қара дене ретінде саңлауы бар іші қуыс А дене алынады. Дененің қыздыру арқылы оның температурасын өзгертуге болады. А дене саңлауынан шыққан сәуле L ₁ линза көмегімен В ₁ коллиматордың S саңлауына түсіріледі. В коллиматордағы L линза көмегімен сәулені параллель етіп аламыз. Параллель сәулелер С призмаға түсіп одан толқын ұзындығына сәйкес әртүрлі бұрышқа жіктеледі. В түтіктегі L линза көмегімен толқын ұзындықтары λ дан (λ+∆λ) арлығында сәулелер S ₂ саңлауға түсіріледі. Олардың интенсивтілігін Е балометр көмегімен өлшейді. (1. 6) өрнекке сәйкес олардың интенсивтілігі r *∆λ-ға пропорционал болады. Сондықтан толқын үұзындықтары λ ₁ және λ ₂ болған спектрдің бөліктерінен балометрге түскен сәуле интенсивтіліктерінің қатынастары сол спектр бөліктері үшін абсолют қара денелердің сәуле шығару қабілеттерінің қатнастарын анықтауға мүмкіндік береді. [5]

Сонымен

2-сурет. Абсолют қара дене сәуле шығарғыштық қабілетінің толқын ұзындығына тәуелділігі

Графиктің абсцисса осіне толқын ұзындығы, ал ордината осіне дененің сәуле шығару қабілетінің мәндері қойылған. 2-суреттегі қатынасты зерттеу нәтижесі негізінде төмендегідей қорытынды жасалды.

1) Энергетикалық жарқырау дененің абсолют температурасының төртінші дәрежесіне тура пропоционал.

Бұл өрнек Стефан-Больцман заңы деп аталады. Мұндағы σ=5, 71*10 ^-12 вт*см ^-2 тұрақты шама.

2) Сәуле шығару қабілетінің максимал мәніне сәйкес келетін толқын ұзындығы дененің абсолют температурасына тура пропорционал.

Бұл өрнек Вин заңы деп аталады. Мұндағы в=0, 288 см*град тұрақты шама.

3) Абсолют қара дененің сәуле шығару қабілетінің максимал мәні оның абсолют температурасының бесінші дәрежесіне тура пропорционал.

Мұндағы с=1, 3* 10 ^-11 вт*см ^-3 *град ^-5 -тұрақты шама.

2-суреттегі қатынасты және тәжірибе негізінде алынған. Осы өрнектерді термодинамика және статистикалық физика заңдары негізінде теориялық тұрғыдан түсіндіру мүмкін болмады. 2-суреттегі қатынасты теориялық тұрғыдан түсіндіру үшін 1900 жылы М . Планк дене сәулелерді энергиялары hv-ге тең болған жеке порция түрінде жұтылады деген болжам жасады . [2]

Планк жарық энергиялары hv - ге еселенген түрде жұтылады деп, статистикалық физика заңдары негізінде төмендегі өрнекті тағайындады.

Бұл өрнек Планк формуласы деп аталады.

З суретте Планк формуласы көмегімен есептелген нәтиже мен тәжірибеден алынған нәтижелердің қатынасы келтірілген. Планк формуласы көмегімен есептелген нәтиже мен тәжірибеден алынған нәтижелердің қатынасы келтірілген.

Планк формуласы эксперимент нәтижесімен толық сәйкес келіп, абсолют қара дененің сәлелену заңдылықтарын дұрыс түсіндіріп береді.

Сонымен Планк болжамы негізінде тағайындалған (1. 12) өрнек дұрыс нәтиже берді. Сондықтан Планктың жарықтың сәулеленуі және жұтылуы үздіксіз түрде емес, энергиясы Е = Һv болған кванттат түрінде болады деген болжамын дұрыс деп қабылдаймыз

3-сурет. Абсолют қара дененіц энергия бойынша спектрі.

1. 3. Фотоэлектрлік эффект.

Жарықтың затқа еткен әсері білінетін құбылыстардың бірі-фотоэлектрлік эффект (қысқаша фотоэффект) болады. Фотоэффект деп түскен жарық ықпалынан эаттан электрондар бөлініп шығу құбылысы деп аталады. Бұл құбылысты алғаш неміс физигі Герц 1887 жылы байқаған. Ол электромагнитті толқындар алу үшін тәжірибелер жасағанда электр ұшқындары пайда болатын вибратор саңылауына ультракүлгін сәулелері мол жарық түсірілгенде электр ұшқындары молайып, электр разряды күшейетіндігін байқаған . Одан соң ағылшын физигі Гальвакс 1888 жылы теріс зарядталған цинк пластинкаға ультракүлгін сәулелер түсірілгенде оның заряды кемейтіндігін тағайындады. [6]

Фотоэлектр құбылысын сол кезде 1888 жылы белгілі орыс физигі А. Г. Столетов толық зерттеген . А. Г. Столетовтың тәжірибесінің схемасы мына сурет көрсетіліп отыр.

4-сурет. А. Г. Столетов тәжірнбесініц схемасы.

Мұнда А мыс сетка мен К цинк пластинкадан құрастырылған конденсатор В батареямен жалғастырулы. Қалыпты жағжайда бұл тізбекпен ток жүрмейтіндігі мәлім. А. Г. Столетов цинк пластинкаға S электр доғадан жарық түсіргенде тізбектен ток жүретіндігін байқаған. Зерттей келе жарық әсерінен цинк пластинкадан теріс зарядтар бөлініп шығатындығы тағайындалды. Бұл құбылысты А. Г. Столетов актини-электр құбылысы деп атаған. Қазір бұл құбылыс сыртқы фотоэффект деп аталады.

А. Г. Столетов тәжірибе жасап жарық әсерінен бөлініп шыққан зарядтардың мөлшері пластинканың жарықталуына, яғни түскен жарық ағынына тура пропорционал кендігін, метал пластинкаға күлгін және ультракүлгін сәулелер түсірілгенде бұл құбылыс күшейе түсетіндігін тағайындады.

Осылай жарық ықпалынан металдың бетінен бөлініп шығатын теріс зарядтар электрондар екендігі тәжірибеде (1898 жылы ) анықталды. Сөйтіп жарық түскен дененің бетінен электрондар бөлініп

шығады. Мұндай электрондар фотоэлектрондар деп аталады да, олардың ағыны фотоэлектр тогы (қысқаша фототок) делінеді.

Сыртқы фотоэффектің қасиеттерін тереңірек зерттеу үшін мына суретте көрсетілген.

5 - Сурет. Фотоэффекті зерттеу тәжірибесінің схемасы.

Мұнда А мен К пластинкалары ішінен ауасы шығарылған шыны түтіктің ішіне орнатылған. Бұл түтіктің бүйіріндегі Ғ терезеден түсірілген монохрамат жарық әсерінен К пластинка бетінен электрондар бөлініп шығады, олар К мен А арасында В батерия қоздырған электр өрісінде қозғалып оң полюспен жалғастырылған А пластинкаға барады, одан әрі сыммен жүріп О гальвоанометрден өтеді, тізбекте фототок байқалады. Фототок күші О гальванометрмен, А

мен К пластинкалары потенциялдар айырмасы V вольтметрмен өлшенеді.

Тәжірибеге қарағанда А мен К пластинкалары потенциалдарының айырмасы нөлбге тең болған жағдайда да тізбекте фототок болады. [7]

Әсер етуші жарықтың спектрлік құрамы мен оның ағынының қуаты тұрақты болған жағдайда фототоктың I күш А мен К пластинкаларының V потенциалдар айырмасына тәуелді болады. - сурет үдетуші потенциалдар айырмасы артқанда фототок күшіде артады.

6 -сурет фототок күшінің нотенциалдар айырмасына тәуелділігі.

Үдетуші потенциал мәні бір белгілі шамаға жеткен соң фототок күші артпайды, фототок қанығу мәніне жетеді, яғни жарық әсерінен К пластинкадан І секундта бөлініп шыққан электрондар А пластинкаға түгел жетеді. А. Г. Столетовтың бақылауынша қанығу тогы (іs) жарық ағыны қуатына (w) пропорционал. Бұл қағида фотоэффектің бірінші заңы деп аталады.

Бұл суреттен, жоғарыда айтылғандай, А мен К пластинкалардың потенциалдарының айырмасы нольге тең болған жағдайда фототок күші нольге теңелмейтіндігі, оның оb кесіндісімен сипатталатын белгілі мәні болатындығы көрініп тұр. Демек фотоэлектрондардың бастапқы кинетикалық энергиясы болады. Фото электрондардың бұл энергиясының шамасын табуға болады. Егер А мен К аралығындағы электр өрісінің бағыты өзгертілсе, сонда К-дан А-ға қарай қозғалған фотоэленктрондар электр күшіне қарсы жұмыс істейді, бұл жұмыс фотоэлектрондардың бастапқы кинетекалық энергиясы есебінен істеледі. Өріс едәуір күшті болған жағдайда фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы А пластинкаға жетпей-ақ сарқылады; тізбекпен фототок жүрмейді. Фототок нольге теңелген (і=0) кездегі А мен К пластинкалары потенциалдардың айырмасы бөгеуші потенциал (vб) деп аталады. Фотоэлектронның бастапқы кинетикалық энергиясы (mv ² /2) электрон эаряды (е) мен бөгеуші потенциал (V б) көбейтіндісіне тең болады:

мұндағы v- фотоэлектрнның бастапқы жылдамдығы.

Жасалған тәжірибелер нәтижесіне қарағанда фотоэлектронның кинетикалық энергиясы, демек оның бастапқы жылдамдығы, әсер етуші жарық тербеліс жиілігіне тәуелді. Америка физигі Милликен натри фотокатот бетіне жиілігі (v) түрліше монохромат жарық түсіріп, тиісті бөгеуші потенциалдар шамасын өлшеген. Горизонталь ось бойына v мәндерін, вертикаль ось бойына vб мәндерін салған, сонда бұлардың арасындағы тәуелділік 7-суретте көрсетілгендей түзумен кескінделеді.

7-сурет. Бөгеуші потенциалдыц жарық тербелісі жиілігіне

тәуелділігі.

Демек vб мен v арасында сызықтық байланыс бар, оны мына түрде өрнектеуге болады:

Мұндағы к мен vо -тұрақты шамалар. Енді (1) өрнекті былай жазуға болады.

мұндағы а=е*к Сөйтіп фотоэлектрондардың кинетикалық энергиясы жарық тербелістері жиілігіне тәуелді. Басқаша айтқанда фотокатодқа түскен жарық тербеліс жиілігі неғұрлым көп болса, фотоэлектрондардың жылдамдығы соғұрлым көп болады.

(1. 13) формулаға қарағанда жарық тербеліс жиілігі бір белгілі шамаға жеткенде (мысалы, vо ға тецелгенде) фотоэлектронның жылдамдығы (v) нольге теңеледі. Егер жарық тербеліс жиілігі v <vо болса, ондай жарық фотоэффект құбылысын қоздыра алмайды.

Фотоэффект қозу үшін v >v ₀ болуға тиіс. Сөйтіп тербеліс жиілігі v о оған сәйкес толқын ұзындыгы Хо=с/vо фотоэффект қоздыра алатын

жарық жиілігі мен толқын ұзындығының шегі болып табылады. Толқыны А0-дан ұзын жарық даншама күшті болсада, фототок қоздыра алмайды. Сондықтан а ^шегі » түрліше болады. Мысал

ретінде 1-таблицада газдан тазартылған бірнеше металдардың фотоэффектік «қызыл шегі» көрсетіліп отыр.

Сілтілік металдар үшін фотоэффект «қызыл шегі» спектрдің көрінетін бөлігінде, көптеген басқа заттар үшін бұл шек спектрдің ультракүлгін бөлігінде жатады.

Тәжірибелерге қарағанда жарық түскен кезден фотоэффект байқалған кезге дейінгі уақыт аралығы секундтың миллиардтық үлесіне (10 сек) аспайды. Демек, фотоэффект лезде болатын құбылыс. [8]

1. 4. Комптон құбылысы.

Рентген сәулелері бір заттан өткенде ролардың біразының бағыты өзгеріп, шашырайтындығы мәлім. Толқындық теория бойынша бұл құбылысты былай түсіндіруге болады. Рентген сәулелері дегеніміз электромагнит толқындардың дербес бір түрі; олай болса түскен рентген сәулесі өрісінің әсерінен заттың атомдардың ішіндегі электрондар тербеліп, қозғалады. Сонда олардан екінші ретті электромагнит толқындар таралады, осы электромагнит толқындар шашыраған рентген сәулелері болып табылады. Классикалық теория бойынша шашыраған сәулелермен түскен сәулелердің жиіліктері бірдей болуга тиіс. Демек шашыраған рентген сәулелердің құрамы түскен рентген сәулелердің құрамындай болуы керек. Бірақ шашыраған рентген сәулелердің спектрін тәжірибе жасап зерттей келгенде бұл қағиданың кейбір жағдайда орындалмайтындығы байқалады. Атап айтқанда графит, парафин сияқты заттардан шашыраған қатаңдау рентген сәулелерінің құрамында толқынның ұзындығы бастапқы түскен сәулелердікіндей және толқындары одан гөрі ұзынырақ сәулелер де болатындығы тағайындалды. Осылай рентген сәулесі шашыраған кезде олардың толқындарының ұзындығы өзгеруі-Комптон құбылысы немесе Комптон эффект деп аталады. Бұл құбылысты алғаш Комптон 1923 жылы ашқан.

8-сурет. Комптон құбылысып бақылау тәжірибесінің схемасы

Мұнда R рентген түтігінен таралған монохромат сәулелер А парафинге түседі. Шашыраған рентген сәулелерінің Dі мен D 2 диафрагмалардан өткен жіңішке параллель шоғы спектрографтың К кристалынан шағылып В иондалу камерасына түседі. Сонда шашыраған рентген сәулелерінің спектрінде толқынның ұзындығы А-ға тең бастапқы сәулемен қабат толқыны одан ұзын, мысалы X -ге тең сәуле бар екендігі байқалады. Бұлардың толқындардың ұзындықтарының айырмасы (ДА, ==кгХ) шашыратқыш затқа және бастапқы түскен

сәуленің толқынының ұзындығына тәуелді емес, тек сәулелердің шашырау бағытына байланысты. Егер бастапқы сәулелер бағыты мен шашыраған сәулелер бағыты арасындағы бұрышты, яғни шашырау бұрышын ф әрпімен белгілесек, сонда АХ мен ф арасындағы байланысты былай өрнектеуге болады.

Мұндағы тұрақты шама к=0. 00241 нм, оның бұл мәні тәжірибе арқылы табылған. Комптон құбылысын классикалық электромагнит теория тұрғысынан қарап түсіндіру мүмкін емес, мұны тек кванттық теория бойынша түсіндіруге болады. Бұл теория бойынша рентген сәулелері дегеніміз-фотондардың ағыны болып табыладыда эрбір фотонның белгілі энергиясы жэне импульсі болады. Комптон құьылысын рентген фотондарымен жеңіл атомдардыц ішіндегі еркін электрондардың соғылысу нэтижесі деп қарастырамыз. Сонда бұл соғылысу серпімді соғылысу заңдарына бағынады деп болжаймыз. Рентген фотоны электрондармен осылайша соғылысқанда оның энергиясы мен импульсі өзгереді, өйткені электронға кинетикалық энергия және импульс пайда болады. (9-суретте)

Егер фотонның бастапқы энергиясы Еф=Һv , импульс Рф=Һv/с 6олса, шашыраған фотонның энергиясы Е=Һv , импульсі Рф=һv/с болады. Электронның кеинетикалық энергиясы