康普頓散射 在原子物理學 中，康普頓散射 ，或稱康普頓效應 （英語：Compton effect ），是指當X射線 或伽馬射線 的光子跟物質相互作用，因失去能量 而導致波長變長的現象。相應的還存在逆康普頓效應 ——光子獲得能量引起波長變短。這一波長變化的幅度被稱為康普頓偏移 。
康普頓效應通常指物質電子雲與光子的相互作用，但還有物質原子核與光子的相互作用——核康普頓效應 存在。
康普頓效應首先在1923年由美國物理學家阿瑟·康普頓 觀察到，並在隨後的幾年間由他的研究生吳有訓 證實了其普遍性。康普頓因發現此效應而獲得1927年的諾貝爾物理學獎 。
這個效應反映出光不僅僅具有波動性 。此前湯姆孫散射 的經典波動理論並不能解釋此處波長偏移的成因，必須引入光的粒子性。這一實驗說服了當時很多物理學家相信，光在某種情況下表現出粒子性，光束類似一串粒子流，而該粒子流的能量與光頻率成正比。
在引入光子概念之後，康普頓散射可以得到如下解釋：電子與光子發生彈性碰撞 （彈性碰撞產生的非彈性散射），電子獲得光子的一部分能量而反彈，失去部分能量的光子則從另一方向飛出，整個過程中總動量 守恆，如果光子的剩餘能量足夠多的話，還會發生第二次甚至第三次彈性碰撞。
康普頓散射可以在任何物質中發生。當光子從光子源發出，射入散射物質（一般指金屬）時，主要是與電子發生作用。如果光子的能量相當低（與電子束縛能同數量級），則主要產生光電效應，原子吸收光子而產生電離。如果光子的能量相當大（遠超過電子的束縛能）時，則我們可以認為光子對自由電子發生散射，而產生康普頓效應。如果光子能量極其大（>1.022百萬電子伏特）則足以轟擊原子核而生成一對粒子：電子和正電子，這個現象被稱為成對產生 。
由於光子具有波粒二象性，因此，應該可以用波動理論詮釋這效應。埃爾溫·薛定諤 於1927年給出半經典理論。這理論是用古典電動力學來描述光子，用量子力學來描述電子。[ 1] :28, 286
康普頓本人引用光電效應 和狹義相對論 來解釋這一現象，並依據餘弦定律 推導得出康普頓頻移公式
λ
−
λ
0
=
h
m
c
(
1
−
cos
θ
)
{\displaystyle \lambda -\lambda _{0}={\frac {h}{mc}}\left(1-\cos \theta \right)}
其中的符號對應如下
λ
0
{\displaystyle \lambda _{0}\,}
撞前波長
λ
{\displaystyle \lambda \,}
撞後波長
m
{\displaystyle m\,}
電子質量
θ
{\displaystyle \theta \,}
光子方向轉動角（碰撞前後的路徑夾角）
h
{\displaystyle h\,}
普朗克常數
c
{\displaystyle c\,}
光速
推導要件:
p
0
{\displaystyle \mathbf {p} _{0}\,}
撞前光子動量
p
{\displaystyle \mathbf {p} \,}
撞後光子動量
v
{\displaystyle \mathbf {v} \,}
撞後電子速度
γ
=
1
1
−
(
v
/
c
)
2
{\displaystyle \gamma ={\frac {1}{\sqrt {1-\left(\mathbf {v} /c\right)^{2}}}}}
p
0
=
p
+
γ
m
v
{\displaystyle \mathbf {p} _{0}=\mathbf {p} +\gamma m\mathbf {v} }
動量守恆
|
p
0
|
c
+
m
c
2
=
|
p
|
c
+
γ
m
c
2
{\displaystyle \left|\mathbf {p} _{0}\right|c+mc^{2}=\left|\mathbf {p} \right|c+\gamma mc^{2}}
能量守恆
|
p
|
=
h
λ
{\displaystyle \left|\mathbf {p} \right|={\frac {h}{\lambda }}}
物質波公式
推導如下：
p
0
2
+
p
2
−
2
|
p
0
|
|
p
|
cos
θ
=
(
p
0
−
p
)
2
=
(
γ
m
v
)
2
=
(
γ
m
c
)
2
−
(
m
c
)
2
=
(
|
p
0
|
+
m
c
−
|
p
|
)
2
−
(
m
c
)
2
=
(
|
p
0
|
−
|
p
|
)
(
|
p
0
|
+
2
m
c
−
|
p
|
)
=
p
0
2
+
p
2
−
2
|
p
0
|
|
p
|
+
2
m
c
(
|
p
0
|
−
|
p
|
)
{\displaystyle {\begin{array}{rcl}\mathbf {p} _{0}^{2}+\mathbf {p} ^{2}-2\left|\mathbf {p} _{0}\right|\left|\mathbf {p} \right|\cos \theta &=&\left(\mathbf {p} _{0}-\mathbf {p} \right)^{2}=\left(\gamma m\mathbf {v} \right)^{2}\\&=&\left(\gamma mc\right)^{2}-\left(mc\right)^{2}=\left(\left|\mathbf {p} _{0}\right|+mc-\left|\mathbf {p} \right|\right)^{2}-\left(mc\right)^{2}\\&=&\left(\left|\mathbf {p} _{0}\right|-\left|\mathbf {p} \right|\right)\left(\left|\mathbf {p} _{0}\right|+2mc-\left|\mathbf {p} \right|\right)\\&=&\mathbf {p} _{0}^{2}+\mathbf {p} ^{2}-2\left|\mathbf {p} _{0}\right|\left|\mathbf {p} \right|+2mc\left(\left|\mathbf {p} _{0}\right|-\left|\mathbf {p} \right|\right)\end{array}}}
移項得：
1
−
cos
θ
m
c
=
|
p
0
|
−
|
p
|
|
p
0
|
|
p
|
=
1
|
p
|
−
1
|
p
0
|
=
λ
h
−
λ
0
h
{\displaystyle {\frac {1-\cos \theta }{mc}}={\frac {\left|\mathbf {p} _{0}\right|-\left|\mathbf {p} \right|}{\left|\mathbf {p} _{0}\right|\left|\mathbf {p} \right|}}={\frac {1}{\left|\mathbf {p} \right|}}-{\frac {1}{\left|\mathbf {p} _{0}\right|}}={\frac {\lambda }{h}}-{\frac {\lambda _{0}}{h}}}
也就是
λ
−
λ
0
=
h
m
c
(
1
−
cos
θ
)
{\displaystyle \lambda -\lambda _{0}={\frac {h}{mc}}\left(1-\cos \theta \right)}
康普頓效應對放射生物學 十分重要，由於它是高能量X射線與生物中的原子核間，最有可能發生的相互作用，因此亦被應用於放射療法 。
材料物理中，康普頓效應可以用於探測物質中的電子波函數 。
康普頓效應也是伽馬射線 光譜學 中的重要效應，它是在光譜圖表上產生康普頓邊緣 （Compton edge）的原因，因為伽馬射線有可能被散射出所用的探測器以外。康普頓抑壓法 （用較廉價的探測器去包圍較高價的主探測器）被用於探測走散的散射伽馬射線而抵消此作用帶來的影響。
逆康普頓散射在天體物理學 上有重要意義。在X射線天文學 中，黑洞 周圍的吸積盤 被認為會產生熱輻射。此輻射所產生的低能光子會與黑洞 的暈中的相對論性電子 發生逆康普頓散射，從而獲得能量。此現象被視為是吸積黑洞的X射線光譜（0.2-10千電子伏）中冪次項的成因。
當宇宙微波背景輻射 穿過星系團 周圍的熱氣體時，逆康普頓效應亦能被觀測到。宇宙微波背景輻射的光子被氣體中的電子散射到更高的能量去，即所觀測到的蘇尼亞耶夫-澤爾多維奇效應 。
^ George Greenstein; Arthur Zajonc. The Quantum Challenge: Modern Research on the Foundations of Quantum Mechanics. Jones & Bartlett Learning. 2006. ISBN 978-0-7637-2470-2
