PARTICULES ÉLÉMENTAIRES ET RAYONNEMENT COSMIQUE

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Submitted on 1 Jan 1969

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PARTICULES ÉLÉMENTAIRES ET RAYONNEMENT COSMIQUE

M. Le Bellac

To cite this version:

M. Le Bellac. PARTICULES ÉLÉMENTAIRES ET RAYONNEMENT COSMIQUE. Journal de Physique Colloques, 1969, 30 (C3), pp.C3-111-C3-118. �10.1051/jphyscol:1969318�. �jpa-00213695�

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C 3, supplément au no 11-12, Tome 30, Nov.-Déc. 1969, page C 3

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PARTICULES ÉLÉMENTAIRES ET RAYONNEMENT CO SMIQUE

M. LE BELLAC Physique Théorique, Nice (*)

Résumé. - La connaissance expérimentale et théorique des propriétés des particules fonda- mentales a permis récemment des applications intéressantes dans le domaine du rayonnement cosmique.

Un premier exemple est l'influence de la résonance n-nucléon à 1 238 MeV/@ (résonance A ) sur la coupure du spectre des rayons cosn~iques à

-

Aux énergies les plus élevées atteintes par les accélérateurs actuels, il semble que seules les réso- nances d'isospin 112 soient produites avec une section efficace non rapidement décroissante dans les réactions à quasi 2 corps)) ; le mécanisme de la dissociation diffractive ou de l'échange du pôle de Pomeranchuk (dans la théorie des pôles de Regge) permet d'expliquer ce résultat, et montre qu'il doit rester valable à des énergies plus élevées. Stecker s'est servi de ce résultat pour estimer la production de rayons y d'énergie supérieure à 104 GeV dans les collisions p-p. Une autre application est le modèle d'Adair de propagation des rayons cosmiques dans l'atmosphère : Adair suppose que dans une collision p-p il se produit deux « boules de feu » ayant les nombres quan- tiques internes du proton, et que leur production est décrite par échange du pôle de Pomeranchuk.

Abstract. - The experimental and theoretical knowledge of the properties of fundamental particles has allowed recently interesting applications in the domain of cosmic-ray physics.

A first example is the cut-off of the cosmic-ray spectrum above 1020-1021 eV due to the 1 238 MeV n-nucleon resonance (A-resonance). Because of this resonance, the cross-section for z-meson photoproduction (yp ^-t no p, n+ n) rises very rapidly above threshold ; very energetic protons are then slowed down by coIlisions with the photons of the universal blackbody radiation at 3 OK.

The A-resonance has also a very important influence on the production of y-rays of energy 5 1 GeV in cosmic-ray collisions with particles of the interstellar or intergalactic gas.

At the highest energies which are at present available with accelerators, it seems that only resonances with isospin 3 are produced with a non rapidly decreasing cross-section in quasi - 2 body reactions : the mechanism of diffraction dissociation, or exchange of the Pomeranchuk pole (in the Regge-pole theory) is able to explain this result, and shows that it must remain true at higher energies. Stecker has used this result to estimate the production of y-rays with energies 7 104 GeV in p-p collisions. Another applications is the mode1 proposed by Adair for the propagation of cos- mic-raysin the atmosphere : Adair assumes that in p-p collisions, two fire balls are produced, having the proton internalquantum numbers, and that this production is controlled by the exchange of the Pomeranchuk pole.

De 1935 à 1950-55, le rayonnement cosmique a été notre seule source d'information sur les particules élémentaires dont la création nécessite une énergie élevée ; rappelons, par exemple, la découverte des leptons p, des mésons .n et K et des hypérons. A l'heure actuelle, pour des énergies (dans le système d u labo- ratoire) supérieures à 70 GeV, seuls les rayons cos- miques sont encore capables de nous donner des résultats, et même avec la mise en service des accélé-

(*) Equipe de Recherche associée au C . N. R. S.

rateurs de 200 ou 300 GeV, nous serons encore très loin d'approcher l'énergie la plus élevée enregistrée à ce jour dans le rayonnement cosmique qui est de 10'' GeV.

Cependant, dans le domaine d'énergie où l'on peut réaliser des expériences avec les accélérateurs, la pré- cision des résultats est supérieure de plusieurs ordres de grandeur à celle que l'on peut obtenir àTpartir d'expériences où l'on utilise des particules d u rayon- nement cosmique. Il peut donc être intéressant de renverser le sens de l'information et, à partir des

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1969318

C 3 - 112 M. LE BELLAC connaissances que nous avons acquises sur les parti-

cules élémentaires grâce aux accélérateurs, d'étudier quantitativement un certain nombre de phénomènes du rayonnement cosmique.

L'interaction de particules de très haute énergie avec le rayonnement thermique à 3 OK. - Une des appli- cations les plus importantes de ce type est l'étude des interactions de particules de très haute énergie (1018 à 10" eV) avec les photons du rayonnement thermique à 3 OK. En effet, on est pratiquement certain de l'exis- tence d'un rayonnement de corps noir universel à une température de 2,7 OK 111, et correspondant donc à une énergie moyenne des photons e ^cz 6 x eV et à une densité n, = 4 x IO2 photons/cm3.

Considérons la collision d'une particule cosmique d'énergie E et de masse m avec un photon d'énergie E

(Fig. l), et soit 0 l'angle entre la direction de la parti- cule incidente et celle du photon. Cette collision cor- respond à celle d'un photon d'énergie :

FIG. 1. - Collision d'une particule d'énergie E et de masse rn avec un photon.

avec lamême particule au repos ; v est la vitesse de la particule incidente dans le laboratoire. Pour fixer les idées, donnons l'ordre de grandeur de l'énergie du seuil de plusieurs réactions importantes :

Particule inci-

dente Réaction Seuil

-

Proton Photoproduction de 1,l x IOz0 eV mésons :

Y

+

+

Proton Photoproduction de 2,5 x 1OZ0 eV la résonance A :

y p + A - > p + n

Particule ^sl Résonance dipolaire 1OZ0 eV géante

Noyau de fer Résonance dipolaire 102' eV géante

L'existence de la résonance dipolaire géante à une énergie ^E' = 20 MeV aboutit à la destruction rapide des noyaux à cause de l'importance de la section effi- cace (quelques millibarns). On calcule aisément le

libre parcours moyen I

=

-

D'autre part, il faut 56 photodésintégrations succes- sives pour transformer un noyau de Fer en protons et neutrons, et le rayonnement à 3 OK semble donc relativement inefficace pour arrêter les noyaux lourds d'énergie inférieure à

-

Pour les protons, le processus le plus important est la photo-production [3] [4] ; le libre parcours moyen d'atténuation 2 est donné par :

où K est l'inélasticité :

E' étant l'énergie du proton après collision. Si s est le carré de l'énergie dans le système du centre de masse, on trouve qu'en moyenne :

Si l'on veut une estimation plus précise de A et de la vie moyenne z = A/c correspondante, il faut intégrer sur l'angle 8 et la distribution de Planck n,(e) :

Le nombre de photons d'énergie e dans l'intervalle (0, B

+

+

2 ~ 8

x

1

E ' s

E' étant relié de façon biunivoque à S. Introduisant dans le calcul les sections efficaces de photoproduction mesurées expérimentalement, on constate une influence très importante de la résonance A à 1 238 MeV, qui fait monter rapidement la section efficace au-dessus du

PARTICULES ÉL~MENTAIRES ET RAYONNEMENT COSMIQUE C 3 - 113 seuil jusqu'à 0,45 mb (Fig. 2). Cette montée rapide de

(T(E') fait tomber brutalement la vie moyenne de

FIG. 2. - Section efficace de la photoproduction.

5 ordres de grandeur aux environs de 1020 eV (Fig. 3).

A 1012 GeV, la vie moyenne z n'est plus que de 5 \ x 107 années. Au-delà de 1012 GeV, le calcul de Stecker [4] donne une légère remontée de z, mais cela

FIG. 3. -Vie moyenne ⁷ des protons en fonction de leur énergie.

est dû au fait que Stecker néglige des réactions comme :

qui deviennent plus importantes que la photoproduc- tion à haute énergie.

Un autre exemple intéressant de l'influence de la résonance A est la production de rayons y d'énergie voisine de 1 GeV dans les collisions de particules cosmiques avec les particules du gaz interstellaire ou intergalactique. Stecker [5] a utilisé le modèle suivant :

les deux processus dominants pour la production de y dans ce domaine d'énergie sont :

et la production de no par l'intermédiaire d'une « boule de feu » F :

Ce modèle est en accord raisonnable avec les résul- tats expérimentaux.

Lorsque l'on se place à des énergies plus élevées, la production de la résonance A devient négligeable (sauf, peut-être, par désintégration de résonances plus élevées ou de boules de feu), et ce sont les résonances de spin isotropique +, en particulier le N ? ~ ~ O ( P ~ ~ ) et le N T ~ ~ ~ ( F ~ ~ ) qui deviennent les plus importants. En effet, représentons par exemple la réaction :

avec « échange » d'un ou plusieurs systèmes (s) (Fig. 4) ; par exemple dans :

FIG. 4. - Diagramme pour la réaction p

+

+

le système échangé doit transférer une charge 1, un spin isotopique 1 et une étrangeté O.

Par contre, dans la réaction :

on peut avoir échange d'un système ayant :

c'est-à-dire les nombres quantiques du vide.

L'expérience montre de façon indiscutable que le comportement en énergie de la section efficace de réac-

8

tion est relié à la possibilité d'échange de certains le

~ 1 : ~

.

cessus serait dominant pour la production de photons Il y a également des restrictions sur la parité du sys- #énergie supérieure à 1014 eV.

tème échangé, qu'il n'est pas utile d'examiner ici.

L'interprétation la plus populaire de ce genre de comportement est la théorie dite des « pôles de Regge » [6] : à un ensemble de nombres quantiques ( i ) correspond une (ou éventuellement plusieurs) trajec- toire de Regge ai(t) (- t est le carré de l'impulsion transférée dans la collision et a,(t) est une fonction réelle pour t < 0, qui correspond à la région physique).

Le système (s) échangé est donc dans cette interpréta- tion une trajectoire de Regge, qui peut éventuellement être associée à une particule mais cette fois dans la région t > O (Fig. 5).

FIG. 5. - Trajectoires de R e g p du Pomeranchuk (ap(t)) et du méson p(u,(t)). On remarquera que cc,(m;) = 1, 1 étant le spin

du méson p.

Dans cette théorie, la section efficace différentielle dc/dt est donnée par :

où Eo est un paramètre et gi(t) une fonction arbitraire que la théorie ne permet pas de déterminer. La tra- jectoire dominante à haute énergie est associée aux nombres quantiques du vide : elle est appelée trajec- toire de Pomeranchuk, a,(t), et l'expérience suggère a,(O) = 1.

Une application immédiate est la production de photons de haute énergie ( 1 0 ' ~ eV) dans les collisions p - p décrites plus haut.

En effet, dans une collision :

Le modèle d'Adair. - Le modèle d'Adair pour la production multiple à très haute énergie repose égale- ment sur ce genre de considérations, mais dépend encore plus spécifiquement de la th6oi;ie des pôles de Regge. Adair suppose que les seuls processus impor- tants à très haute énergie sont du type échange de la trajectoire de Pomeranchuk (Fig. 6) : les systèmes produits, de masses M , et M, sont interprétés comme des résonances (si leur masse est petite) ou comme des boules de feu. On suppose une très forte collimation et les systèmes M, et M, sont produits soit vers l'avant ( f _{. .} )ou vers l'arrière (b) dans le système du centre de _{. .} masse. Chacun des systèmes M,, M, aura approxima- tivement l'énergie d'un des nucléons incidents dans le système du c. m. ainsi que les nombres quantiques de ce nucléon (Q, 1, S) puisque la réaction procède par échange de la trajectoire de Pomeranchuk.

FIG. 6. - Diagramme de base du modèle d'Adair, avec produc- tion de deux boules de feu M f et ML, et échange de la trajectoire

de Pomeranchuk.

La section efficace différentielle d'un processus j ( j = M,, M,) sera donnée par :

g. c! g At'>

'

où t' est une valeur moyenne appropriée de t. Ces hypothèses sont suffisantes pour déterminer dans une large mesure le spectre de masse des boules de feu, et un grand nombre de caractéristiques de la produc- tion de particules à très haute énergie.

PARTICULES ÉLÉMENTAIRES ET RAYONNEMENT COSMIQUE C 3 - 115 La section efficate totale oj pour le processus ( j )

aura l'allure typique de la figure (7) ; la section efficace de chaque processus individuel décroît logarithmique- ment, mais dans cette théorie la section efficace totale nucléon-nucléon doit rester constante. La. décroissance de chaque processus individuel doit être compensée par l'ouverture de nouvelles voies, de façon à maintenir une section efficace totale indépendante de l'énergie ; cette remarque permet de déterminer le spectre de masse des boules de feu. En effet, utilisant la propriété de facto- risation des pôles de Regge, on peut écrire :

d ~ ( M f , Mb) = P(Mf) P(Mb) dMf dMb P(M) a[2 a' log E/Eo]-1/2

.

Il est commode de définir B(M) par : B(M) = [2 a' log (EIE,)] ¹¹² P(M)

FIG. 7. - Allure générale de la section efficace totale ^00.

et la constance de la section efficace totale s'exprime alors par l'équation :

dMf ^M*mIMf

ni

dMb B(Mf) B(Mb) =

= 2 a' a, log (EIE,) avec :

M* = m-'(2 mE/2 a' log (E/E,))~IZ

.

En faisant des approximations valables pour E > IO3 GeV, on trouve, pour B(M) :

B(M) = (a' a,)i/z/M[log M/m]i/z

ce qui détermine donc le spectre de masse des boules de feu. Comme celles-ci ne sont pas directement obser- vables, il faut faire des hypothèses sur leur désinté- gration. Adair suppose une désintégration en cascade.

F - + z + F '

L,,

+

L-+ n

+

...

La probabilité d'émission d'un pion d'énergie E

étant donnée par :

P(E) = e-'/'~ E, = 400 MeV

.

Le modèle donne un bon accord avec les résultats expérimentaux en ce qui concerne :

- les multiplicités,

- la valeur moyenne de I'impulsion transverse des particules produites dans une collision,

- l'inélasticité moyenne.

D'autre part, on obtient une information sur la charge des mésons-n produits ; en effet, dans une colli- sion p-p, par exemple, on obtient seulement des iso- bares

NT;

Ce modèle est ensuite appliqué à la propagation des rayons cosmiques dans l'atmosphère ; il faut évidem- ment tenir compte du fait que les collisions se pro- duisent sur des noyaux et non des nucléons libres. Il est possible de calculer le flux des muons provenant de la désintégration des mésons-n.

Entre 20 et 1000 GeV, la dépendance en énergie du spectre est de bon accord avec l'observation, mais la normalisation du flux théorique est trop grande par un facteur 1,8.

Il semble d'ailleurs difficile de trouver un modèle prédisant à la fois le flux de muons et le libre parcours moyen d'atténuation 1 des particules incidentes ; en effet, si l'on veut diminuer le flux, il faut diminuer la multiplicité, et donc l'inélasticité, ce qui conduit à une augmentation de 1 ; or, la valeur calculée de 1 est déjà trop grande.

Le rapport N(p+)/N(p-) des muons positifs et néga- tifs est également prédit par ce modèle ; la valeur théo- rique trouvée, 1,40, est un peu plus grande que la valeur expérimentale, 1,25 f 0,05.

Bibliographie

[1] PENZIAS (A.) et WILSON (R.), Astroph. J., 1965,142,419.

[2] STECKER (F.), Phys. Rev. (à paraître).

[ ~ ~ G R E I S E N (K.), Phys. Rev. Lett., 1966, 16, 748, ZATSEPIN (G.) et KUZ'MIN (V.) : JETP Letters,

1966, 4, 7 8 .

[4] STECKER (F.), Phys. Rev. Lett., 1968,21, 1016.

[ 5 ] STECKER (F.), The production of cosmic gamma-rays

in cosmic-ray collisions, III, Smithsonian Astro- physical Observatory, report 260.

[6] Pour une introduction élémentaire à la théorie des pôles de Regge ; voir, par exemple, le livre d'Omnès et Froissart, Mandelstam Theory and Regge poles.

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-

in cosmic-ray collisions, II, Smithsonian Astro- physical Observatory, report 259.

[8] ADAIR (R.), Phys. Rev., 1968,172,1370.

DISCUSSION

PETERS. - Je voudrais faire une remarque et poser une question.

La remarque d'abord : ce que vous dites-là est bien connu ; dans le domaine des faibles énergies, les A l'emportent sur la production des pions seuls ou doubles. Mais après, aux énergies plus élevées, le fait que la section efficace pour la production des résonan- ces (3-3) augmente ne vient que d'une expérience, où le seul canal étudié est la production d'un seul (3-3) avec un proton, sans d'autres produits. Mais il est bien évident qu'à haute énergie ceci n'est qu'une possi- bilité parmi bien d'autres, et la plupart des réactions sont plus compliquées. Si l'on considère ces réactions compliquées, on trouve que la production de (3-3) est toujours prépondérante quelle que soit l'énergie, même s'il y a beaucoup d'autres états qui sont aussi excités. Mais le fait que la section efficace pour la pro- duction de ce baryon diminue n'est prouvé que par une expérience portant sur une réaction bien définie, en compétition avec beaucoup d'autres.

LE BELLAC. - Oui, mais il est quand même assez remarquable que, dans le même genre de phénomène, c'est-à-dire production d'un seul isobare, manifeste- ment les isobares de spin isotopique

4

PETERS. - On en trouve, bien sûr, parce qu'ils sont exclus à basse énergie et qu'ils rentrent en ligne de compte plus tard.

LE BELLAC.

-

N T ~ ~ ~

N T ~ ~ ~

PETERS.

-

Si on se place dans le cadre des réactions photo- nucléaires, et à des énergies plus basses ou plus élevées que le seuil de la réaction (y, p), mais non dans la résonance, on pourra obtenir une vie moyenne pour les noyaux lourds dans la galaxie ou dans l'espace inter- galactique, et je me demande quelle est cette vie

moyenne. Combien gagne-t-on ? Ou l'on réduit l'énergie, ou le processus est important, mais si on perd en section efficace on doit gagner beaucoup à des énergies plus basses.

L,E BELLAC. - Si je comprends bien, votre question est la suivante : quelle serait l'influence de la photo- production de mésons dans les collisions de noyaux de fer (par exemple) ?

PETERS.

-

-

OMNES. - Une brève remarque : le fait que le (3-3) reste observé en quantité appréciable peut peut-être s'expliquer par le fait qu'il est un produit de désinté- gration fréquent d'isobares plus énergiques.

LE BELLAC.

-

LEVY-LEBLOND. - C'est en ce qui concerne la durée de vie moyenne des protons à travers le rayonnement cosmique à 3 OK, que tu as calculée. Tu as montré qu'au-dessus de 10" à 1020 eV cette durée de vie descend au-dessous de (5 à 10) x 107 années.

Je voudrais savoir si c'est une dixrée de vie suffisam- ment faible pour permettre d'avoir des doutes sur la présence de protons extra-galactiques à ces énergies-là, ce qui, je crois, revient à une question que je posais tout à l'heure.

PETERS.

-

Surtout, il n'y a pas d'électrons extra-galactiques, c'est certain. Car le même processus est très efficace pour les électrons de basse énergie. L'espace interga- lactique n'est pas transparent aux électrons, qui sont donc galactiques. Quant aux protons, je crois qu'il est possible d'imaginer des protons extra-galactiques.

LEVY-LEBLOND.

-

LE BELLAC.

-

PETERS. - Pour 5 x 1020 eV.

PARTICULES ÉLÉMENTAIRES ET RAYONNEMENT COSMIQUE C 3 - ¹¹⁷ OMNES. - Je pense que, tout de même, puisqu'il

s'agit ici d'une réunion où il y a des spécialistes des particules élémentaires et de i'astrophysique, M. le Bellac a parfaitement eu raison de présenter le modèle d'Adair et de comparer à l'expérience, mais je pense qu'il est tout de même intéressant de dire que notre connaissance de ces phénomènes de hautes énergies est tellement fragmentaire que nous ne pouvons faire réellement aucune prédiction. C'est-à-dire que je vois qu'étant donné n'importe quel résultat expérimental, on a une théorie qui l'explique. Ici, on nous a présenté le modèle de Hagedorn ; tu nous présentes le modèle d'Adair. Enfin, je voudrais rappeler, pour que la situa- tion soit plus claire pour les non-spécialistes, qu'on pourrait ajouter à cela le modèle multipériphérique d'Amati, Fubini et Stanghellini ; le modèle multi- périphérique à la Regge de Chan, Chew, Pignotti et autres ; On pourrait ajouter le modèle de Regge

+

cœur dur, qui est important, soit sous la forme Abar- danel, Drell, Gillman, soit sous la forme de Yang, qui ne donne pas exactement les mêmes résultats. On pourrait ajouter le modèle de Regge absorptif, et enfin on pourrait ajouter le modèle de Vanhove. Je crois qu'il est bon de savoir que dans ce domaine la situation théorique est extrêmement active, confuse, intéressante, mais que ce nombre comme 1,40 à comparer avec les résultats expérimentaux n'a pas grande signification parce que nous savons déjà qu'un modèle comme ceci ne représente pas toute la réalité. Par contre, d'autres modèles présentent un autre aspect de la réalité. La situation est beaucoup trop confuse pour qu'on puisse vraiment tirer des conclusions.

LE BELLAC. - J'ai parlé de ce modèle avant tout, parce qu'il me paraissait relativement représentatif du genre d'idées qui ont cours en ce moment. Le modèle multi-Regge dont tu as parlé pourrait très bien conve- nir ; on pourrait très bien essayer d'utiliser le multi- Regge dans ce problème.

AGRINIER. - Je voudrais savoir si le résultat calculé de 1,40 inclut uniquement les chocs protons-protons, ou aussi les chocs protons-noyaux : fait-on des correc- tions ?

LE BELLAC. - Il y a bien sûr des corrections qui tiennent compte : d'abord, du fait qu'il n'y a pas uniquement des protons mais qu'il existe aussi des particules alpha, ensuite du fait que les particules ne rencontrent pas des protons, mais des noyaux d'oxy- gène ou d'azote.

PETERS. -Je me trouve tout à fait en désaccord avec ce que M. Omnes a dit : je crois que la difficulté n'est pas qu'il y ait beaucoup de candidats pour les

théories à haute énergie qui peuvent être retenues. La plupart des théoriciens qui ont fait des études dans ce domaine ont testé l'une ou l'autre des données expé- rimentales fournies par les cosmiciens, mais si l'on fait vraiment l'effort de rendre compte de toutes les don- nées du rayonnement cosmique, on trouve que l'on peut éliminer un grand nombre de théories. Et je crois qu'il y a beaucoup de données très précises sur I'exis- tence de nucléons dans les gerbes, sur la relation entre les muons, sur l'absorption des nucléons. On a des connaissances très précises sur tout cela, et si l'on utilise vraiment toutes les données qui existent, il n'est plus aussi facile de faire une théorie des réactions à haute énergie qui puisse tout expliquer.

OMNES. - Je crois que, bien que vous ne soyez pas d'accord avec moi, je suis d'accord avec vous. Mais je voudrais simplement ajouter que la comparaison de ces différents modèles avec l'expérience d'une part, et leurs justifications théoriques d'autre part, nous conduisent à penser que la réalité est une pondération de ces différents modèles.

HAGEDORN. - AU début de votre conférence, vous avez parlé de la vie moyenne des protons de très haute énergie qui font collision avec le rayonnement électro- magnétique du corps noir. Dans ce cas-là, vous avez trouvé pour les collisions inélastiques des seuils qui sont extrêmement hauts, parce qu'évidemment la masse est sur la particule et non sur le y. Maintenant, si l'on ajoute tous les mécanismes possibles de perte d'énergie de ces particules, c'est-à-dire les collisions avec le gaz interstellaire ou intergalactique, ou même les collisions de rayons cosmiques entre eux, on voit que dans tous ces cas-là, c'est la collision d'une parti- cule lourde avec une particule lourde ; donc, le seuil qui était de l'ordre de 1020 eV tombe à quelques centaines de MeV pour les collision inélastiques.

C'est pourquoi je me demande si tous ces autres méca- nismes ne sont pas beaucoup plus efficaces pour éli- miner les hautes énergies que celui qui a été considéré.

LE BELLAC.

-

est une densité forte !

PETERS. - Je crois que le processus dont on a parlé dans l'exposé est tout à fait négligeable dans notre galaxie, mais qu'il est prépondérant dans l'espace intergalactique, si la densité de matière et les champs magnétiques sont bien de l'ordre de grandeur dont on en parle ; la densité d'énergie du rayonnement de 3 OK y est alors prépondérante. Mais dans la galaxie, cela

C 3 - 118 M. LE BELLAC ne joue un rôle que pour les électrons, et pas pour les

autres particules. Dans l'espace intergalactique, je vois que c'est la source importante de perte d'énergie.

PINCUS.

-

OMNES. - Le rayonnement thermique à 3 OK n'est pas réellement en équilibre thermique. Mais simple- ment, quand vous avez une distribution de Planck dans un univers qui s'agrandit, alors le « redshift », s'il modifie la fréquence des photons, ne modifie pas la

distribution de Planck. Et vous continuez à avoir une distribution de Planck sans avoir cependant l'équi- libre thermique de ces photons avec quoique ce soit.

C'est une propriété qui est due au fait que les photons ont une masse nulle.

SCHATZMAN. - Finalement, c'est un effet de la loi de Wien ; c'est-à-dire que lorsqu'on met des photons dans une boîte parfaitement réfléchissante et que l'on augmente progressivement son volume, le corps noir change sa température en fonction du volume et, comme vous le savez, on peut le trouver de façon très détaillée, et de façon classique. C'est exactement le même type de processus.