Quelques conséquences du rayonnement des particules très rapides dans le champ magnétique

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Quelques conséquences du rayonnement des particules

très rapides dans le champ magnétique

Bernard Kwal

To cite this version:

685.

QUELQUES

CONSÉQUENCES

DU RAYONNEMENT DES PARTICULES

TRÈS

RAPIDES DANS LE CHAMP

_MAGNÉTIQUE

Par BERNARD KWAL. Institut Henri

Poincaré,

Paris.

Sommaire. - En

se basant sur un travail d’Arzimovich et Pomeranchuk, on définit des _photons

principaux dans _lesquels se trouve concentrée l’énergie rayonnée par une _{particule chargée} très _rapide

dans un _{champ magnétique.} Le nombre de _{photons principaux, rayonné} par unité de parcours, est

indépendant de _l’énergie de la _particule et est _{proportionnel} à l’intensité du _{champ magnétique.} On étudie le spectre de _{photons principaux} émis dans un bétatron, ainsi que dans le cas du _champ

magnétique dipolaire, suivant que la particule chargée s’éloigne ou se _rapproche du centre du _dipôle. On discute brièvement les pertes d’énergie sur des orbites fermées. Les formules sont ensuite _appliquées à _quelques cas _simples, concernant le mouvement des électrons, des mésons et des protons dans les

champs magnétiques de la Terre et du Soleil.

JOURNAL PHYSIQUE

11,

DÉCEMBRE

_i950,

1. Perte

_d’énergie

par unité de parcours, nombre et

_grandeur

des

_photons

_principaux,

émis par les

particules

chargées rapides

se

mouvant dans un

_{champ magnétique. -}

Selon une vieille

formule,

due à Max Abraham

[1],

une

particule

électrisée de

_charge

e et de masse M et

qui

se meut avec une vitesse v =

_(3c,

voisine de celle

de la

lumière,

dans un

_{champ magnétique}

d’inten-sité

H,

subit une

_{perte d’énergie}

_par

_rayonnement

électromagnétique,

qui,

par unité de parcours, est

donnée par la formule

W étant

_l’énergie

totale,

relativiste,

de la

_particule.

Dans ce

_qui

_suit,

nous _poserons m

= M ,

me étant

me

la masse au _{repos de l’électron}

(m

= I i _pour

l’élec-tron,

m - i 8oo _{pour le proton),} et nous

_exprimerons

les

_énergies

en millions

électrons-volts,

en

_prenant

approximativement 2moc2

pour i MeV. Dans ces

conditions,

la formule

_{(1. 1)}

_prend

la _{forme que} voici :

Les formules

_{(1. 1)}

et

_(1.1’)

nous

montrent,

qu’à

vitesse

_égale,

les

_pertes

_d’énergie

sont inversement

proportionnelles

au carré de la masse de la

_particule

rayonnante,

tandis’

qu’à

énergie égale,

ces

_pertes

sont inversement

_{proportionnelles}

à la

_quatrième

puissance

de la masse. Elles seront

_donc,

en

_général

(voir plus loin) négligeables

pour des

particules

de

masse

_supérieure

à celle de l’électron.

_Mais,

comme

l’ont montré Pomeranchuk

_[2]

et Iwanenko et

Pomeranchuk

_[3],

il n’en est _{pas ainsi dans le} cas

des électrons se mouvant dans le

_champ

magné-tique

terrestre et dans les

_appareils

accélérateurs du

type

bétatron ou

_synchrotron.

Une étude

_approfondie,

_{que l’on doit à} Arzi-movich et Pomeranchuk

_[4]

montre,

par

ailleurs,

que le

rayonnement

émis par une

_particule

rela-tiviste est très fortement concentré dans le

_plan

de

l’orbite le

demi-angle

d’ouverture étant de l’ordre

Mc2

de

Mc2)

W

et sur les

_longueurs

d’onde,

relatives à d

es

harmoniques

extrêmement élevées de l’ordre

de

(W)3 de

la

_{f réquence}

fondamentale

Plus

_{précisément,}

_l’énergie

émise est _presque

entièrement concentrée sur les

_longueurs

d’onde de l’ordre de

ce

_{qui correspond}

aux

_photons

_d’énergie

La

_comparaison

de la formule

_(1.1)

avec

_(1.3)

nous

conduit,

en

_posant

_{dE. = E, dN,}

à la

possi-bilité de calculer le nombre des

_photons

_principaux,

émis par une

_particule

_chargée,

_{par unité de parcours}

dans un

_{champ magnétique, grâce}

à la

formule

simple

suivante :

qui

nous _{montre que le nombre. des}

photons principaux

686

(où

se trouve concentrée la

presque

totalité de

l’énergie rayonnée)

est

_indépendant

de

_l’énergie

de

la

_{particule rayonnante}

et

_qu’il

est

_{proportionnel}

à

l’intensité du

_{champ magnétique}

et inversement

proportionnel

à la masse au _repos de la

_particule.

Le nombre total de ces

_photons,

émis sur un

_{parcours 1}

est,

évidemment,

égal

à

2.

_Spectre

de

_{photons principaux,}

émis dans

un bétatron. -

Appliquons

les formules

précé-dentes au cas du bétatron.

_Admettons,

_{pour fixer}

les

_idées,

_{qu’il s’agisse}

d’accélérer des électrons en un

_temps

de l’ordre de IO-2 s

_jusqu’à

une

_énergie

de 300 MeV dans un

_champ

_magnétique

dont la

valeur maximum atteint

4

ooo _gauss. Nous

suppo-serons _{que la variation du flux magnétique} se fasse linéairement en fonction du

_temps.

Considérons la

_phase

de

_{l’accélération,}

_qui

corres-pond

à la variation du

_champ

_magnétique

de

_4oo

à

₄

ooo

_{gauss (10-3 t L 10-2 s)}

et à la variation de

_l’énergie

des électrons de 3o à 30o MeV. On a

et le nombre total des

_photons

_principaux

émis se

déduit

_pratiquement

de la formule

ce

_qui

donne,

dans notre _cas,

_1,8.IO6

_photon

émis par

chaque

électron. Les

_énergies

de ces

_photons

s’échelonnent dans l’intervalle d’accélération

envi-sagé ( 10 -3 1 10 -2 s)

de

_{1 ,58 , i o-2}

eV à

i5,8 eV,

le nombre des

_photons

de

_chaque

_espèce

étant d’ail-leurs

_{proportionnel à}

leur

_énergie.

3. Cas du

_{champ magnétique dipolaire.}

-Nous allons étudier maintenant le

_rayonnement

des

particules chargées

se mouvant dans un

_champ

dipolaire,

en nous

_restreignant

au mouvement dans le

_plan

_équatorial

du

_dipôle.

Dans ces

_conditions,

le

_champ

_magnétique

est de la forme

m étant le moment

_magnétique

du

_dipôle.

La formule

_{(1. 1 ’)}

_prend

alors la forme suivante :

d’où l’on tire

où

_Ei,

_{E j.,}

_.Ri et

_Ry

sont,

respectivement, l’énergie

initiale,

l’énergie

finale,

la distance initiale au

centre du

_dipôle

et la distance finale de la

_particule

rayonnante.

(Le

signe

+

correspond

au mouvement de la

_particule

dans le sens des distances croissantes

à

_partir

du centre du

_dipôle,

le

_signe

-, au

dépla-cement dans le sens

_inverse).

En

_posant

on trouve

_qu’une

_{particule, partie}

avec une

_énergie

initiale

Ei,

va avoir à la distance R du centre du

dipôle (qu’elle

s’en

_éloigne

ou

_{qu’elle s’y rapproche)}

une

_énergie

_ER,

_{donnée par la formule}

formule

_qui

met en relief le rôle

_{remarquable, j joué}

par

l’énergie EcR’

que nous

_appellerons

_l’énergie

critique

(c f .

Pomeranchuk

_[2]),

relative à la

dis-tance

_Ro

du centre du

_dipôle.

Pour discuter cette

_formule,

nous allons traiter

séparément

le cas où la

_particule

_s’éloigne

du

centre du

_{dipôle (R Ri)}

et celui où elle

_s’y

rapproche (R

;

Ri).

Dans le

_premier

cas, nous

ferons intervenir

_{l’énergie critique}

relative à la

distance de

_{départ Ec,,}

tandis que, dans le second

cas, celle relative à la distance d’arrivée R. On a,

d’ailleurs,

entre ces deux

_{énergies critiques,}

la

rela-tion

que voici :

Cela

étant,

nous avons

Dès que la

particule

s’est

_éloignée

suffisamment de

son

_point

de

_{départ (par}

_exemple

_{R L}

a Rt

dans le

premier

cas, ou

R L ;.

_Ri

dans le

_second),

les for-mules

_{précédentes}

se

_simplifient,

en montrant

qu’aux

distances R

_{suffisamment éloignées}

de

Ri,

l’énergie

de la

_particule

est entièrement déterminée par

l’énergie

initiale

Ei et

par les

énergies

critiques:

celle relative

687

De ces dernières

_formules,

on

_peut

tirer encore

les conclusions suivantes.

_Lorsque

EiC

E’kt

dans

le

_premier

cas, ou

_{Ei- E" R}

dans le

second,

l’énergie

de la

_particule

_rayonnante

reste

_{pratiquement égale}

à

_Ei,

autrement dit la valeur de

_{l’énergie rayonnée}

reste

_négligeable

devant

Ei.

Lorsque

Ei

=

ER

ou

_Ei

=

Eli,

alors

ER

= 1

Ei

et

la

_particule

subit une

_perte

_d’énergie

_égale

à la moitié de son

_énergie

initiale.

Enfin,

_lorsque

Ei>

_ERL

dans le

_premier

cas, ou

Ei = EcR

dans le

_second,

alors la

_particule

atteint la distance R avec une

_énergie

_qui

est

indépendante

de

_l’énergie

initiale. Cette

énergie

finale est

_égale

à

_Elli

dans le

_premier

cas et à

E1z

dans le second. Dans ces deux cas, les

pertes

d’énergie

par

rayonnement

sont du même ordre de

_grandeur

que la valeur de

l’énergie

initiale de la

particule.

4. Le nombre et

_l’énergie

individuelle des

photons

principaux

émis par une

_particule

électrisée dans un

_{champ magnétique}

dipo-laire. - Le nombre de

protons

principaux

émis ne

dépend

que des distances initiale

Ri

et finale

_{Ry :}

Quant

à la

_{répartition spectrale}

de ces

_photons,

elle est différente dans les deux cas :

_particule

s’éloignant

du

_dipôle

ou s’en

_rapprochant.

Elle

dépend

aussi du

_rapport

de

_l’énergie

initiale aux

énergies critiques qui

y interviennent. C’est ce _que nous allons étudier maintenant.

En combinant les formules

_(1.3)

et

_(3.7),

nous

obtenons

_{l’expression}

de

_{l’énergie’}

du

_photon

émis

à la distance

R,

par une

_particule

électrisée

_qui

arrive de la distance

Ri

où elle

_possédait

une

énergie

Ei :

La

_première

formule nous fournit un résultat

banal. La

_particule

électrisée en

_{s’éloignant}

du

_dipôle

émet des

_photons

dont

_l’énergie

diminue comme R-3

(leur

nombre diminue

_également

comme

_R-3).

Sa

_plus

grosse

perte

d’énergie

a donc lieu au

voisi-nage de la distance de

_départ

sous forme des

_photons

dont

_l’énergie

est _{déterminée par}

_l’énergie

initiale

de la

_particule

et le

_{champ magnétique}

_dipolaire

à l’endroit initial.

Le

_phénomène

se

_présente

d’une manière

_plus

compliquée

pour une

_particule

électrisée

_qui

chemine

vers le centre du

dipôle.

Nous pouvons, en

effet,

transcrire la formule

_(4.2,

_20),

de la _{manière que} voici :

Nous voyons maintenant facilement que

lorsque

E i == Elli,

l’énergie

du

_photon,

émis à la

dis-tance

R,

est

_{proportionnelle}

à R7 et elle diminue

très

_rapidement

_quand

la

_particule

_rayonnante

se

_rapproche

du centre.

_Lorsque,

_par contre,

Ei -- E’ « E’>,),

alors

_l’énergie

du

_photon

est

proportionnelle

à R-3 et elle

_augmente

donc

_lorsque

la

_particule

se

_rapproche

du centre. On doit donc

s’attendre à ce _{que, pour certaines valeurs de}

l’énergie

initiale,

comprise

entre les limites

_précitées,

l’énergie

des

_photons

commence _par

_diminuer,

_passe

par un minimum pour une certaine

distance,

_pour

augmenter

ensuite.

C’est ce _que nous allons

_préciser

en étudiant le

signe

et l’annulation de la

dérivée dE;:R"

_qui

sont

déterminés par l’expression

Celle-ci est une fonction croissante ou décroissante

de

_R,

_{selon que}

Ei

>

_ERL

ou

_Ei

>

_ER,

et elle se

réduit à

On _{voit donc que la dérivée} en

_question

_est,

pour

Ei >

3

₁₀

Ec,,

constamment

positive

et la fré-quence des

photons

principaux

décroît au fur et à

mesure _{que la}

_particule

_rayonnante

se

_rapproche

du

centre du

_dipôle.

Lorsque,

par

contre,

_{Ei -EcR,}

elle commence

10

par être

négative,

donc la

fréquence

de

_photons

commence _{par croître pour atteindre} un maximum

688

La

_particule

_rayonnante,

en se

_déplaçant

à

_partir

de

Ri,

émet d’abord des

_photons

_d’énergie

ensuite,

des

_photons

_{d’énergie plus}

_grande,

_jusqu’à

la valeur maximum

_égale

à

Au delà de

_R"z,

la

_particule

_{rayonne des}

_photons

d’énergie

moindre,

dont la valeur est _{donnée par}

l’expression

A une distance R suffisamment

_petite

devant

Rl,

cette dernière

_expression

se réduit à

qui

fournit une

_{énergie plus}

_{faible que celle des}

photons

initiaux.

Demandons-nous maintenant comment varie la

perte

par unité de parcours de la

particule

rayon-nante,

en fonction de R. Cette

_perte

est

_égale

à l’intensité de

_photons

émis,

c’est-à-dire au

_produit

de _{leur nombre par leur}

_énergie.

Or,

nous avons vu,

que d’une

part

le nombre de

_photons

émis croît

comme R-3

_lorsqu’on

se

_rapproche

du centre du

dipôle,

tandis que

l’énergie

croît entre

_Ri

et

Rm

pour décroître ensuite. L’intensité du

rayonnement

émis ne

_présente

donc pas de maximum à l’endroit

qui

correspond

au maximum de

_l’énergie

des

_photons

émis. Nous avons, dans ce cas, affaire à la fonction

le

_signe

et le zéro de la dérivée de cette fonction

dépendent

de

_{l’expression}

qui

est

_égale

à

_.Ri

(5/3

Ei B

_{pour R}

= Ri.

Donc,

lors-ERi

que

Ei

> 3

E",,

les

pertes

d’énergies

par unité de

parcours sont les

plus

élevées au

_voisinage

de la distance de

_départ

et décroissent

_ensuite,

au fur

et à mesure _{que la particule’} @ électrisée se

_rapproche

du

_{dipôle. Lorsque}

Ei 3 E’,

les

_pertes

_d’énergie

5

commencent par croître et

_passent

_par un maximum

à la distance

et décroissent ensuite.

On voit ainsi que pour

l’intensité du

_rayonnement

_{émis passe par} un

maximum,

tandis que

l’énergie

des

_photons

émis décroît constamment.

Ce n’est que

lorsque

_{Ei El,}

que l’on trouve

l’existence d’un maximum aussi bien pour

l’inten-sité émise que pour

l’énergie

des

_photons

_émis,

seulement ces _{deux maxima n’ont pas lieu à la}

même distance du centre du

_dipôle.

C’est le maximum

de

_l’énergie

des

_photons

émis

_qui

se

_présente

tout

d’abord. Plus

_{précisément,}

on a

La formule fondamentale

_{(3.3) qui}

détermine les

énergies

de la

_particule

_rayonnante

dans le

_champ

magnétique

dipolaire,

peut

aussi s’écrire dans

notre cas

si donc

_{Ei = Eni}

alors

_{El = ERj.}

Autrement

_dit,

si

_l’énergie

de la

_{particule rayonnante}

à une certaine

distance

Ri

du

_dipôle

est

_égale

à

_l’énergie

_critique

relative à cette

_distance,

_{l’énergie possédée}

_{par la}

particule

à une autre distance R du

_dipôle

est

toujours égale

à

_l’énergie

_critique

relative à la distance où la

_particule

se trouve.

Si

_{Ei « E’Rf}

_{EcR ,}

dans ce cas

_l’énergie

finale

_{E f}

est très voisine de

Ei :

.

5. Pertes

_d’énergie

sur des orbites fermées.

- Considérons maintenant _une

particule

électrisée circulant sur une orbite fermée dans le

_plan

équa-torial du

_dipôle.

A la distance R du

centre,

une

particule

de moment _p 30o HR = P se meut

selon une

_trajectoire

trochoïdale dont le rayon r,

la vitesse de

_précession

_vi

_(vitesse

du centre Or de la circonférence

_r)

et le

_déplacement

à du centre Or

sur R

_lorsque

la

_particule

se

_déplace

de 2 nr, sont

données par les formules suivantes :

c étant la vitesse de la

particule

sur sa

_trajectoire,

vitesse

_supposée

_égale

à celle de la lumière.

On déduit de ces formules le nombre n de boucles

de la trochoïde sur la circonférence _{de rayon}

R,

689

rapport

Cela

_étant,

nous allons _comparer les

_pertes

d’énergies

des

_{particules d’énergies}

différentes

_qui

circulent à la même distance R du centre du

_dipôle.

La

_particule

de la

_{plus grande énergie qui}

_peut

_s’y

trouver est celle

_qui

décrit la circonférence de

rayon R et son moment est

_égal

à P. La

_perte

d’énergie

qu’elle

subit en faisant un tour

_complet

autour du centre

est

proportionnelle

à H2P2. 2 nR.

Quant

à une

_particule

de moment _p

qui

se meut

sur une

_trajectoire

trochoïdale,

la

_perte

_d’énergie

qu’elle

subit en faisant le tour du

_dipôle

est

propor-tionnelle à

_H2p2L.

Le

_rapport

des

_pertes

_{d’énergie,}

subies _par ces deux sortes de

_particules,

est donc donné par la formule

d’où,

dans le cas des

_champs

_dipolaires

_pour

_lesquels

Nous voyons donc que la particule, qui subit la

plus

grande

perte

par tour à la distance R du centre du

dipôle,

est celle

_qui

suit la

_trajectoire

circulaire avec

le moment P = 30o

HR,

c’est-à-dire _avec

l’énergie

Une telle

_{particule perd,}

_par unité de _parcours sur

l’orbite,

et,

par tour

complet

sur

l’orbite,

une

_énergie

_égale

à

De

_(5.2)

et

_(5.9),

_{nous’ pouvons}

déduire la

_région

du

_{plan équatorial}

du

_dipôle,

où les

_pertes

_par

rayonnement

par tour sont faibles vis-à-vis de

l’énergie

de la

_particule

_rayonnante

et,

où

donc,

son mouvement reste sensiblement circulaire au cours

d’une

_période

de révolution. La condition est _que

Dans cette

_région,

la

_particule

_rayonne

de

_photons

_{principaux par}

_tour,

dont le

_quantum

est

_égal

à

6.

_Quelques

_applications

des formules

pré-cédentes. - Nous allons

appliquer

les formules

que nous venons d’établir à

_{quelques problèmes}

simples,

concernant les

électrons,

les mésons et les

protons

se mouvant dans les

_champs

_magnétiques

de la l’erre et du Soleil.

a. Terre :

De la formule

_(3.4)

nous tirons la valeur suivante

pour

l’énergie

critique,

relative au _rayon de la ’l’erre :

ce

_qui,

_pour un

_électron,

_correspond

à

Un électron

d’énergie

supérieure,

quelle

que soit

cette

_énergie,

en venant de très loin n’atteint les

régions

de la sarface de la Terre située au

_voisinage

de

_{l’équateur}

_{géomagnétique, qu’avec}

une

_énergie

égale

à 6.1017 eV. C’est le

résultat,

bien connu de

Pomeranchuk. La

_perte

_d’énergie

de l’électron

envisagé

se fera surtout _{par émission de} 600

_photons

principaux,

dont le

_spectre

de

_{fréquences dépend,}

comme nous l’avons vu

_plus

_haut,

de la valeur du

rapport

de

_l’énergie

initiale à

_{l’énergie critique}

relative à la distance initiale.

Considérons,

à titre

d’exemple,

un électron de 2.1022 eV à la distance de

_{départ, égale}

à 10 fois le _rayon de la Terre.

On trouve

_{E’h.=6.1022eV,}

donc

Ei > 3 E "rn

10

D’après

le résultat de la

discussion,

faite au

para-graphe

4,

nous savons _que notre électron va émettre des

_photons

à

_énergie,

constamment

_{décroissante,}

à savoir entre le

_{quantum égal}

à

jusqu’à

celui

_égal

à

Par

contre,

comme

Ei ]Eà,

la

_{perte d’énergie}

commence _par croître _{pour décroître}

ensuite,

le

maximum de

_{pertes ayant}

lieu à la distance

Rm =

Ri ,

~3

donc tout

_près

de la distance de

_départ.

690

f ermées dans le

_plan

_équatorial

du

_dipôle

terrestre,

la formule

_{(5. 10)}

conduit à R « 108 cm _{pour la}

région

où la

_perte

de

_rayonnement

_par tour est

négligeable

devant

_l’énergie

_que

_possède

la

_particule

sur son orbite. Tout

_l’espace

extérieur à la surface de la Terre

_appartient

donc à cette

_région.

On vérifie

d’ailleurs _par un calcul direct

_qu’un

électron circu-lant le

_long

de

_{l’équateur}

_{géomagnétique}

et dont

l’énergie

serait de 6.1010 eV

_perdrait,

_par

tour,

une

_énergie

de l’ordre de 2.104 eV. A une distance

10 fois

_{plus grande,}

_l’énergie

de l’électron sur une

orbite circulaire serait de

6 .108 eV,

tandis _{que la}

perte

d’énergie

par tour de l’ordre de

o,6

eV

seu-lement,

les

_pertes

ici en cause étant inversement

proportionnelles

à la neuvième

_puissance

du _rayon. b. Soleil :

La formule

_{(3. 4)}

nous fournit les valeurs suivantes

pour

l’énergie critique,

relative au _rayon

_solaire,

correspondantes

aux

_électrons,

mésons et

_{protons :}

Si donc le Soleil

_possèdait

un moment

_magnétique

de l’ordre de

_grandeur

_précité,

et _{s’il y} avait

produc-tion d’électrons de très

_{grande énergie}

au

_voisinage

du

Soleil,

alors les électrons solaires ne

_pourraient

atteindre la

_région

de l’orbite terrestre avec une

énergie

supérieure

à 7. ioll ev.

Cette

limite,

qui

résulte

_uniquement

des

_pertes

_par

_rayonnement

dans le

_champ

_magnétique,

devrait être encore

_plus

basse,

par suite de l’existence d’autres causes

qui

ont _{pour effet la} diminution de

_l’énergie

des

élec-trons très

_rapides.

Dans le cas des

mésons,

cette limite est

_comprise

entre

1,1.1021 eV

pour les mésons 03BC et

5,7.1021

eV

pour les mésons n.

_Mais,

en ce

_qui

concerne les

mésons,

on doit

_ajouter

_{la remarque suivante : les}

mésons ont une vie

_limitée,

s’il y avait donc

produc-tion des mésons

_{ultra-rapides}

au

_voisinage

immédiat

du

Soleil,

alors pour franchir la distance Soleil-Terre

_(~

50o

_{secondes-lumière),}

seuls des mésons

03BC (03C4~

2.106

_{s) d’énergie}

_supérieure

à

_{2,5 .1010 MeV}

et des

_{mésons n (r rv 10-8 s) d’énergie supérieure}

à

_1,5.1013

_MeV,

auraient la

_possibilité

de le faire.

Ainsi ne devrait-on trouver au sommet de

l’atmo-sphère

terrestre _{que des mésons} 03C0 des

_énergies

comprises

entre

_{1,5.1019 eV}

et

_5,7.1021

eV. Plus

précisément,

étant _{donné la distribution} expo-nentielle des vies des

mésons,

la limite inférieure

_W2

devrait être suivie d’une queue de mésons dont les

énergies

W sont

inférieures

à

_W2,

et dont le nombre

est déterminé _{par l’expression}

En ce

qui

concerne _{les mésons p.,} outre les mésons

pouvant

provenir

directement du

_voisinage

du Soleil

et dont le

_spectre

s’étendrait à

2,5.1016 eV

et

i,1 . io2l eV,

avec une _{queue de la forme}

précédente

aux

_énergies

inférieures,

on devrait trouver aussi des

mésons

provenant

de

la

_{désintégration}

en vol des

mésons 77, ce

_qui

aurait pour effet entre autres

d’écarter un _{peu les deux bornes de} l’intervalle

d’énergie envisagé (1).

(1) En étudiant le _rayonnement des _protons dans les

champs magnétiques intenses, nous avons montré récemment

(C. R. Acad. Sc., I950, 231, p. Io57) que les protons des

radiations cosmiques doivent émettre, dans les plages actives du Soleil ou dans les étoiles magnétiques de _Batcock, les

ondes _{radioélectriques} que l’on observe dans le phénomène

des « _{bruits ».}

Manuscrit reçu le 13 juin 1950.

BIBLIOGRAPHIE.

[1] ABRAHAM M.2014 Göttingen Nachr., 1902, 20; Ann. Physik, 1903, 10, 105; Theorie der Elektrizität, 1re _{édit., 1905,}

2, §§ 13-15; 2e _{édit., 1908, 2, 387. 2014} HEAVISIDE O. 2014

Nature, 1902, 67, 6.

[2] POMERANCHUK I. - J. Physics (Moscou), 1940,

2, 65.

[3] IWANENKO D. et POMERANCHUK I. - C. R. Acad. Sc.

U. R. S. S., 1944, 44, 315; Phys. Rev., 1944, 65, 343.

[4] ARZIMOVICH L. et POMERANCHUK I.2014 J. _{Physics (Moscou),}

1945, 9, 267. [5] KWAL B. -

Exposé aux Réunions d’études sur les accé-lérateurs des particules, tenues en ₁₉₄₉ à l’Institut