康普顿散射 在原子物理学 中，康普顿散射 ，或称康普顿效应 （英语：Compton effect ），是指当X射线 或伽马射线 的光子跟物质相互作用，因失去能量 而导致波长变长的现象。相应的还存在逆康普顿效应 ——光子获得能量引起波长变短。这一波长变化的幅度被称为康普顿偏移 。
康普顿效应通常指物质电子云与光子的相互作用，但还有物质原子核与光子的相互作用——核康普顿效应 存在。
康普顿效应首先在1923年由美国物理学家阿瑟·康普顿 观察到，并在随后的几年间由他的研究生吴有训 证实了其普遍性。康普顿因发现此效应而获得1927年的诺贝尔物理学奖 。
这个效应反映出光不仅仅具有波动性 。此前汤姆森散射 的经典波动理论并不能解释此处波长偏移的成因，必须引入光的粒子性。这一实验说服了当时很多物理学家相信，光在某种情况下表现出粒子性，光束类似一串粒子流，而该粒子流的能量与光频率成正比。
在引入光子概念之后，康普顿散射可以得到如下解释：电子与光子发生弹性碰撞 （弹性碰撞产生的非弹性散射），电子获得光子的一部分能量而反弹，失去部分能量的光子则从另一方向飞出，整个过程中总动量 守恒，如果光子的剩余能量足够多的话，还会发生第二次甚至第三次弹性碰撞。
康普顿散射可以在任何物质中发生。当光子从光子源发出，射入散射物质（一般指金属）时，主要是与电子发生作用。如果光子的能量相当低（与电子束缚能同数量级），则主要产生光电效应，原子吸收光子而产生电离。如果光子的能量相当大（远超过电子的束缚能）时，则我们可以认为光子对自由电子发生散射，而产生康普顿效应。如果光子能量极其大（>1.022百万电子伏特）则足以轰击原子核而生成一对粒子：电子和正电子，这个现象被称为成对产生 。
由于光子具有波粒二象性，因此，应该可以用波动理论诠释这效应。埃尔温·薛定谔 于1927年给出半经典理论。这理论是用经典电动力学来描述光子，用量子力学来描述电子。[ 1] :28, 286
康普顿本人引用光电效应 和狭义相对论 来解释这一现象，并依据余弦定律 推导得出康普顿频移公式
λ
−
λ
0
=
h
m
c
(
1
−
cos
θ
)
{\displaystyle \lambda -\lambda _{0}={\frac {h}{mc}}\left(1-\cos \theta \right)}
其中的符号对应如下
λ
0
{\displaystyle \lambda _{0}\,}
撞前波长
λ
{\displaystyle \lambda \,}
撞后波长
m
{\displaystyle m\,}
电子质量
θ
{\displaystyle \theta \,}
光子方向转动角（碰撞前后的路径夹角）
h
{\displaystyle h\,}
普朗克常数
c
{\displaystyle c\,}
光速
推导要件:
p
0
{\displaystyle \mathbf {p} _{0}\,}
撞前光子动量
p
{\displaystyle \mathbf {p} \,}
撞后光子动量
v
{\displaystyle \mathbf {v} \,}
撞后电子速度
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} }
动量守恒
|
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}}
能量守恒
|
p
|
=
h
λ
{\displaystyle \left|\mathbf {p} \right|={\frac {h}{\lambda }}}
物质波公式
推导如下：
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}}}
移项得：
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)}
康普顿效应对放射生物学 十分重要，由于它是高能量X射线与生物中的原子核间，最有可能发生的相互作用，因此亦被应用于放射疗法 。
材料物理中，康普顿效应可以用于探测物质中的电子波函数 。
康普顿效应也是伽马射线 光谱学 中的重要效应，它是在光谱图表上产生康普顿边缘 （Compton edge）的原因，因为伽马射线有可能被散射出所用的探测器以外。康普顿抑压法 （用较廉价的探测器去包围较高价的主探测器）被用于探测走散的散射伽马射线而抵消此作用带来的影响。
逆康普顿散射在天体物理学 上有重要意义。在X射线天文学 中，黑洞 周围的吸积盘 被认为会产生热辐射。此辐射所产生的低能光子会与黑洞 的晕中的相对论性电子 发生逆康普顿散射，从而获得能量。此现象被视为是吸积黑洞的X射线光谱（0.2-10千电子伏）中幂次项的成因。
当宇宙微波背景辐射 穿过星系团 周围的热气体时，逆康普顿效应亦能被观测到。宇宙微波背景辐射的光子被气体中的电子散射到更高的能量去，即所观测到的苏尼亚耶夫-泽尔多维奇效应 。
^ 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
