En 1974, John C. Mather lance l'idée avec d'autres physiciens d'un satellite mesurant les propriétés du fond diffus cosmologique. Le projet est validé sous le nom COBE (pour COsmic Background Explorer) et comprend trois instruments :

• DIRBE : "Diffuse Infrared Background Experiment". Réalise une mesure du spectre de rayonnement sur 10 longueurs d'onde, comprises entre 1,25 $\mu m$ et 240 $\mu m$.
• FIRAS : "Far Infrared Absolute Spectrophotometer". Réalise des mesures d'intensité entre $\lambda = 0,1$ mm et $\lambda = 5$ mm.
• DMR : "Differential Microwave Radiometers". 6 radiomètres différentiels mesurent la différence de rayonnement entre deux directions séparées de 60$^{\circ}$ avec une ouverture de 7$^{\circ}$, à trois longueurs d'onde pour lesquels la pollution galactique est réduite (31 GHz, 53 GHz, 90 GHz).

Le satellite est lancé en 1990 et placé en orbite à 900 km d'altitude. Alors que l'accord avec un spectre de corps noir est très vite vérifié, les données sont collectées pendant deux ans pour affiner la carte des anisotropies. La tâche n'est pas simple, puisqu'aux photons issus du fond diffus cosmologique s'ajoute l'émission directe par des sources ou par diffusion dans le plan galactique notamment, ainsi que la diffusion par de la poussière interstellaire. Ces formes de bruits doivent être soustraites pour reconstituer le CMB. Les résultats sont publiés en 1992 (G. F. Smoot, C. L. Bennett et al.  1992) .

L'étude des anisotropies du fond diffus cosmologique est d'un intérêt majeur. Elles sont l'image des fluctuations primordiales de densité qui en évoluant sous l'effet de la gravitation sont devenues les grandes structures d'aujourd'hui. Connaitre leur forme permet non seulement de tester nos modèles d'évolutions de l'Univers à partir du découplage, mais également de mieux connaître les conditions initiales de l'Univers et de tester certains modèles de théories inflationnaires. L'expérience COBE, qui marque une nouvelle ère dans la cosmologie observationnelle, vaudra l'attribution du prix Nobel 2006 aux physiciens à John C. Mather and Georges F. Smoot.

Un « découplage » réfère à la rupture de l'équilibre thermique entre plusieurs particules suite à l'expansion de l'Univers. En effet, cette expansion éloignant les particules les unes des autres, tout en les refroidissant, leur taux d'interaction $\Gamma$ diminue jusqu'à devenir négligeable. Lorsque le libre parcours moyen $l^{*}$ des particules (la distance moyenne qu'ils parcourent entre chaque interaction) devient comparable à la taille de l'Univers, on considère qu'elles ont été libérées. C'est le cas des photons du fond diffus cosmologique, qui ont été libérés à $z = 1100$ et $T \sim $ 3000 K. Jusque là, ils étaient retenus par leurs interactions avec le plasma protons/électrons. Ce processus correspond à la « recombinaison », c'est-à-dire l'instant où protons et électrons se sont associés en Hydrogène. Le découplage est aussi le mécanisme à l'origine du fond diffus de neutrinos, qui était maintenu en équilibre thermique par des processus de type électrofaibles jusqu'à son découplage. C'est par ailleurs également un mécanisme proposé pour les WIMP (Weakly Interacting Massive Particles), un candidat à la matière noire. La condition de découplage peut aussi s'écrire en terme de taux d'interaction $\Gamma$ sachant $l^{*} = c / \Gamma$ : \begin{equation} l^{*} \geq \dfrac{c}{H} \mbox{ ou } \Gamma \leq H \end{equation}

Découplage des neutrinos

On peut estimer, en unités naturelles ($\hbar = c = 1$), la température de découplage des neutrinos connaissant l'ordre de grandeur de leur section efficace $\sigma$ (pour $T \ll m_W$) grâce à la constante de couplage de Fermi $G_F \sim 10^{-5} \mbox{ GeV}^{-2} $ : \begin{equation} \sigma \sim G_F^2 \langle E \rangle^2 \sim G_F^2 T^2 \end{equation} Puisque le libre parcours moyen vaut $l^{*} = 1/(n\sigma)$ où $n$ est la densité de neutrinos, donnée par l'équation d'état du gaz de fermi ultrarelativiste, soit $n \sim T^3$. Dès lors : \begin{equation} G_F^2 T_{dec}^5 = H (T_{dec}) \end{equation} Par ailleurs, d'après l'équation de Friedmann, $H^2 \sim M_{pl}^2 \rho(T)$, où $M_{pl} = 10^{19}$ GeV est la masse de Planck et $\rho(T) \sim T^4$ pendant l'ère radiative. Ainsi, $H \sim T^2 / M_{Pl}$ . Dès lors : \begin{equation} G_F^2 T_{dec}^5 \leq T_{dec}^2 / M_{Pl} \mbox{ donc } T_{dec} \leq (G_F^2 M_{pl})^{-1/3} \sim 1 \mbox{ MeV} \end{equation}