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LA STRUCTURE MOLÉCULAIRE DE
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LA STRUCTURE MOLÉCULAIRE DE LA MATIÈRE une énorme masse d'évidence expérimentale prouve maintenant tout à fait d'une manière concluante que la matière ne peut pas être considérée comme ayant une structure continue, mais qu'elle se compose finalement de pièces discrètes. La plus petite unité de la matière par laquelle See also:des phénomènes physiques sont concernés est la molécule. Quand See also:les phénomènes chimiques se produisent la molécule peut être divisée en atomes, et See also:ces atomes, en présence des phénomènes électriques, peuvent eux-mêmes être encore divisés en électrons ou corpuscules. Il doit en conséquence être possible d'expliquer toutes les propriétés non électriques et de non-produit chimique de matière en traitant la matière comme agrégation des molécules. En effet on See also:le constate que les propriétés qui le plus facilement sont expliquées sont ceux liées à l'état gazeux; l'explication de ces propriétés en termes de structure moléculaire de matière est le See also:but "de la théorie cinétique de See also:gaz." Les résultats de See also:cette théorie ont placé la See also:conception moléculaire de la matière dans une position indisputable, mais même sans cette théorie il y a une telle See also:accumulation d'évidence électrique et See also:optique en faveur de la conception moléculaire de la matière que le tenability de cette conception ne pourrait pas être considéré comme See also:discutable. La See also:balance de Structure.Apart moléculaire de la spéculation, la première évidence définie pour la structure moléculaire de la matière se produit quand on le constate que certains phénomènes physiques changent leur nature entière dès que nous traiterons la matière de laquelle les dimensions linéaires sont moins qu'une certaine quantité. Pendant qu'un exemple See also:simple de ceci peut être mentionné quelques expériences de See also:seigneur See also:Rayleigh (Soc. de Prot. See also:Roy., 1890, 47, p. 364), qui ont constaté qu'un film d'See also:huile d'See also:olive a réparti la See also:surface de l'See also:eau ont produit un effet perceptible sur de petits morceaux flottants de camphre, aux endroits auxquels l'épaisseur du film était 1(2..6 x CMS, mais n'ont produit aucun effet perceptible du tout dans des endroits où l'épaisseur du film était 8.1X CMS du RO 8. Ainsi un See also:certain phénomène, de la nature de l'See also:action capillaire, est vu pour dépendre pour son existence des dimensions linéaires du film d'huile; les propriétés physiques d'un film de CMS de l'épaisseur ro•6Xro 8 s'avèrent d'une manière quelconque qualitativement différentes de ceux d'un film CMS de l'épaisseur de 8.1X '. Voici la See also:preuve que le film d'huile n'est pas une structure homogène continue, et nous sommes menés au suspect que la balance sur laquelle la structure est formée a une unité de longueur comparable 8 au CMS du RO 8 de X. La probabilité de cette conjecture est renforcée quand on le découvre que dans tous les phénomènes de ce See also:type la longueur See also:critique liée à l'étape à laquelle le phénomène change sa nature est de l'See also:ordre de grandeur de CMS du RO 8. Seigneur Rayleigh (Phil. mag. 1890 [ 51, 30, p. 474) a précisé que la See also:tentative le plus tôt connue d'estimer la See also:taille des molécules, faite par See also: Cette hypothèse est présentée pour la simplicité, mais est connue pour être injustifiable en fait. Ce qui est donné par les formules est en conséquence le See also:rayon See also:moyen d'un solide irrégulièrement formé (ou, plus probablement, de la région dans laquelle le See also: Une telle masse de matière imaginaire que nous considérons maintenant peut être comparée à une collection de particules See also:lourdes retenues relativement à une une autre par un système des ressorts en See also:spirale légers, un See also:ressort étant censé relier chaque paire de particules adjacentes. Laissez deux telles masses de matière être suspendu par des See also:cordes du même See also:point, et puis laissez l'une masse être dessiné de côté, pendule-See also:sage, et être laissé empiéter de l'autre. Après impact les deux masses rebondiront, et le See also:processus peut être répété tout nombre de fois, mais finalement les deux masses s'avéreront See also:accrocher encore dans le tact de See also:con- côte à côte. Au See also:premier impact chaque See also:couche de molécules extérieures qui prend le See also:choc de l'impact sera poussée en arrière sur la couche derrière elle: cette volonté de couche de cette façon soit placée dans le mouvement et ainsi influencez la couche encore plus derrière; et ainsi de See also:suite indéfiniment. L'impact See also:aura en conséquence comme conséquence toutes les molécules étant placées dans le mouvement, et avant que les masses aient cessé l'empiétement sur une une autre les molécules dont elles se composent exécuteront des oscillations au sujet de leurs positions d'équilibre. L'énergie cinétique avec laquelle la masse See also:mobile à l'origine empiétée sur See also:celle au repos est maintenant représentée par l'énergie, cinétique et, potentiel, des petits mouvements du diamètre calculé par la théorie cinétique de gaz. Gaz. Du devia- de Co Co efficace de valeur See also:moyenne de Co. Lions d'efficace de fficient d'efficace de la See also:conduction de viscosité de la See also:loi de See also:Boyle de la See also:diffusion. la chaleur. See also:Air 2,90 x I 0--e 2,86 x 10-8 2,72 x I 0--e 2,83 x de l'See also:azote 3,12 X10-8 2.90X10-8 2.74X10-8 2.92X108 d'See also:oxyde du See also:carbone 2.90X10-8 2•74xio-8 2.92Xro8 2'85)00-8 de l'hydrogène 2.05X10-8 2.05X10-8 I.99xio-8 2.02X108 2.03X10-8 bioxyde 10-8 du carbone 3.00X10-8 3.47X10-8 3.58X10-8 3.28X10-8 3.33X10-8 de l'oxygène 2.81X10_8 2.58X10_8 2.70X10 8 2.70X10 e. différentes molécules. On le connaît, cependant, que quand deux corps empiètent, l'énergie cinétique qui semble être perdue du masse-mouvement des corps est en réalité transformé en chaleur-énergie. Ainsi la théorie moléculaire de matière, comme nous l'avons maintenant décrite, nous mène à identifier l'chaleur-énergie dans un corps avec de l'énergie du mouvement des molécules du corps relativement à un un autre. Un corps dans lequel toutes les molécules étaient au repos relativement à un un autre serait un corps exempt de la chaleur. Cette conception de la nature de la chaleur mène immédiatement à un zéro See also:absolu de la température de temperaturea sans chaleur-motionwhich est identique, comme sera vu plus tard, avec See also:cela atteint d'autres manières, à savoir, au sujet de 273° C. Le point de vue qui a été maintenant gagné nous permet d'interpréter la plupart des propriétés thermiques des solides en termes de théorie moléculaire. Supposez par exemple que deux corps, les deux exempts de la chaleur, sont placés en contact avec une une autre, et que la surface de celle est alors l'excédent frotté qui de l'autre. Les molécules des deux surface-couches exerceront des forces sur une des autres, de sorte que, quand le frottage a See also:lieu, chaque couche See also:place les molécules de l'autre dans le mouvement, et l'énergie du frottage sera employée en établissant ce chaleur-mouvement. En cela nous voyons l'explication du phénomène de la génération de la chaleur par See also:frottement. D'abord le chaleur-mouvement sera confiné aux molécules près des surfaces de frottage des deux corps, mais, comme déjà expliqué, ceux-ci à temps placeront les molécules intérieures dans le mouvement, de sorte que finalement le chaleur-mouvement devienne diffusion dans tout la masse entière. Ici nous avons un exemple de la conduction de heat.l quand les molécules oscillent au sujet de leurs positions d'équilibre, là n'est aucune See also:raison pour laquelle leur distance moyenne à part devrait être identique que quand elles sont au repos. Ceci mène à une interprétation du fait qu'un changement des 'dimensions s'occupe habituellement d'un changement de la température d'une substance. Supposez par exemple que deux molécules, quand au repos dans l'équilibre, sont à une distance a à part. Il est très possible que la force repulsive elles exercent quand à une distance un e peut être plus See also:grand que la force attrayante qu'ils exercent quand à une distance a + e. si oui, il est clair que leur distance moyenne à part, fait la moyenne par un See also:intervalle suffisamment See also:long de leur mouvement, sera corps plus grand que de a. A composé des molécules de cette sorte examera le See also:chauffage. À mesure que la température d'un corps augmente l'énergie moyenne des molécules augmentera, et donc la See also:gamme de leurs excursions de leurs positions d'équilibre augmentera également. À une certaine température on atteindra une étape dans laquelle c'est une occurrence fréquente pour qu'une molécule erre jusqu'ici de sa position d'équilibre, cela qu'elle ne retourne pas mais des See also:chutes dans une See also:nouvelle position d'équilibre et n'oscille pas à ce sujet. Quand le corps est dans cet état les positions relatives des molécules ne sont pas de manière permanente fixes, de sorte que le corps ne soit plus de forme unalterable: il a assumé un état en plastique ou fondu. La substance atteint à un état parfaitement liquide dès que l'énergie du mouvement des molécules sera telle qu'il y a une See also:remise en ordre See also:constante de la position parmi elles. Une molécule s'échappant de son position originale dans un corps tombera habituellement dans une nouvelle position en laquelle il sera tenu dans l'équilibre par les forces d'un nouvel ensemble de molécules voisines. Mais si la molécule errante était à l'origine près de la surface du corps, et si elle s'avère justement également commencer dans la bonne direction, elle peut s'échapper du corps tout à fait et décrire un See also:chemin See also:libre dans l'See also:espace jusqu'à ce qu'elle soit vérifiée en rencontrant une deuxième molécule errante ou tout autre See also:obstacle. Le corps est continuellement la masse perdante par la See also:perte de différentes molécules de cette façon, et ceci explique le processus de l'évaporation. D'ailleurs, les molécules qui s'échappent sont, dans l'ensemble, ceux avec de la plus grande énergie. L'énergie moyenne des molécules du liquide est en conséquence abaissée par évaporation. En cela nous voyons l'explication de la chute de la température qui accompagne l'évaporation. Quand un liquide subissant l'évaporation est contenu dans un See also:navire fermé, une molécule qui est See also:partie de la volonté de liquide, après un certain t d'autres processus aident également dans la conduction de la chaleur, particulièrement dans les substances qui sont des conducteurs d'electricity.number des collisions avec d'autres molécules libres et avec les côtés du navire, tombent en arrière encore dans le liquide. Ainsi le processus de l'évaporation est nécessairement accompagné d'un processus de recondensation. Quand une étape est atteinte tels que le nombre de molécules perdues au liquide par l'évaporation est exactement égal à celui regagnée par condensation, nous avons un liquide dans l'équilibre avec de la sa propre See also:vapeur. Si le liquide entier devient vaporisé avant que cette étape soit atteinte, un état existera dans ce que le navire est occupé seulement par les molécules libres, décrivant les chemins qui sont troublés seulement par rencontre avec d'autres molécules libres ou les côtés du navire. C'est la conception que la théorie moléculaire nous contraint à la forme de l'état gazeux. À la température normale et pressurisez la densité d'une substance dans l'état gazeux est de l'ordre du l'un-millième de la densité de la même substance dans l'état plein ou liquide. Il suit que la distance moyenne à part des molécules dans l'état gazeux est approximativement dix fois plus grandes que dans l'état plein ou liquide, et par conséquent ce dans l'état gazeux les molécules sont aux distances à part qui sont grandes comparées à leurs dimensions linéaires (si les molécules d'air à la température et à la See also:pression normales étaient arrangées dans l'ordre cubique, le See also:bord de chaque See also:cube serait au sujet de 2.9XIo 'See also:SME; le diamètre moyen d'une molécule en air est 2.8Xro-8 SME.) Davantage et très importante évidence quant à la nature de l'état de choses gazeux est fournie par les expériences du See also:Joule et du See also:Kelvin. Ces expériences ont prouvé que le changement de la température d'un gaz, conséquente sur le son étant laissé couler dehors dans un vide, est en général très léger. En termes de théorie moléculaire ceci indique que toute l'énergie du gaz est la See also:somme des énergies séparées de ses différentes molécules: l'énergie potentielle résultant des forces intermoléculaires entre les paires de molécules peut être traitée comme négligeable quand la matière est dans l'état gazeux. Ces deux faits de simplification apportent les propriétés de l'état de choses gazeux dans la marge du traitement mathématique. La théorie cinétique de gaz essaye de donner un exposé mathématique, en termes de structure moléculaire de matière, de tous les non-produit chimique et propriétés non électriques des gaz. Le See also:reste de cet See also:article est consacré à une déclaration des méthodes et des résultats de la théorie cinétique. Aucune tentative ne sera faite de suivre l'ordre See also:historique du développement, mais la théorie actuelle sera présentée à sa forme et ordre plus logiques. La théorie cinétique de gaz. Un certain nombre de molécules se déplaçant l'obéissance aux See also:lois dynamiques traverseront une série de See also:configurations qui peuvent être 'théoriquement déterminées dès que la structure de chaque molécule et de la position et de la See also:vitesse initiales de chaque partie d'elle seront connues. La détermination de la série de configurations se développant hors des conditions initiales données n'est pas, cependant, le problème de la théorie cinétique: l'See also:objet de cette théorie est d'expliquer les propriétés générales de tous les gaz en termes seulement de leur structure moléculaire. Nous sommes donc invités, pour ne pas tracer la série de configurations de n'importe quel gaz simple, à partir des conditions initiales définies, mais pour rechercher des dispositifs et des propriétés communs à toute la série de configurations, indépendamment des conditions initiales particulières à partir desquelles le gaz a pu avoir commencé. Nous commençons par un théorème See also:dynamique général, dont l'application spéciale, quand le système dynamique est identifié avec un gaz, apparaîtra plus tard. Laissez le qh q2,.. le qn soit la Co généralisée D, ordonnées namical de n'importe quel système dynamique, et a laissé p, p2. . . See also:base de P.m.. soyez les élans correspondants. Si le système est censé obéir la conservation de l'énergie et se déplacer seulement sous ses propres forces internes, les changements du coordonne et des élans peuvent être trouvés de l'aE hamiltonien d'aE d'équations q. = Fps, 'picoseconde = aq.' là où q, dénote dq.ldt, &See also:amp;c., et E est toute l'énergie exprimée en fonction de p, q. . p., See also: p,, q,, sont donnés, le mouvement peut être tracé complètement de ces équations. Supposons qu'un nombre See also:infini de systèmes exactement semblables commencent simultanément à partir de toutes les valeurs possibles de pi, ql. . . p,, q., chacun se déplaçant seulement sous ses propres forces internes, et donc selon les équations (i). Confinons notre See also:attention à ces (i) systèmes pour lesquels les valeurs initiales de q. . . Picoseconde, q, trouver en dessous d'une marge tels que pi est entre pi et p, +dpi q,, "q, +dq, et ainsi de suite. Laissez le dq de dpi de produit... dqn de dpn soit parlé de comme "See also:prolongation" de cette gamme des valeurs. Après un décollement de See also: . . See also: . . +ar0n2). +1z, (m'u'2+m'v'2+m'w'2+0, h, 2+0ò22+. . . +/3n'tbn'2) (2) s où 01.02. . 0., et pareillement ou, d2... sont tous les élans ou les fonctions du coordonne et les élans ou See also:seul coordonne qui sont soumis seulement à la See also:condition qu'ils n'entrent pas dans dans des coefficients Al, un &c. Dans cette expression la première See also:ligne peut être censée représenter l'énergie (ou une partie de l'énergie) de molécules semblables de s d'une sorte que nous appellerons la première sorte, les limites i(mu"2+mv2+mw2) étant l'énergie cinétique de la See also:traduction, et les limites restantes résultant de l'énergie de la rotation ou du mouvement See also:interne, ou de l'énergie, cinétique et potentiel, de petites vibrations. La deuxième ligne dans E2 représentera l'énergie (ou une partie de l'énergie) des molécules semblables du s de la deuxième sorte, et ainsi de suite. Il n'est pas actuellement nécessaire de supposer que les molécules sont ceux des substances dans l'état gazeux. Considérant seulement ces états du système qui ont une valeur donnée d'E2, il peut prouver, comme théorème dans les mathématiques pures, 'qui quand s, s '... sont très grand, puis, pour tous les états excepté une fraction infinitesimal du nombre entier, les valeurs de u, v, trouver de W en dessous des marges tels que (i) les valeurs de u (et pareillement de v, w) sont distribués parmi les molécules de s de la première sorte selon la loi de l'épreuve et de l'See also:erreur; et pareillement naturellement pour les molécules d'autres sortes: (ii) lzmu2 Ezmv2 1mw2 Tà, 0, 2 S S S = = _... le s 1 du s du s de s s s zm'u'2 1z00,2 voient les jeans, la théorie dynamique de Gases (1904), See also: 
celles-ci ont laissé un nombre P correspondre à la normale, et un nombre p à anormal, états. Ce qui est prouvé est ce, pendant que s, s '... deviennent très grand, le rapport P/p devient infini. Considérant seulement des systèmes commençant dans les gammes anormales de p, il est clair, du fait que les prolongements des gammes ne changent pas avec le mouvement, qu'après un temps suffisant la plupart de ces systèmes doit avoir passé dans les gammes de normale de P. Parlant lâchement, nous pouvons dire qu'il y a une probabilité P/(P+p), s'élevant à la certitude dans la See also:limite, qui un de ces systèmes, choisi au hasard, serons dans l'état normal après qu'un temps suffisant se soit écoulé. Encore, vu les systèmes qui commencent à partir du P r normal m s, nous voyons qu'il y a une probabilité p/(P+p) qui disparaît dans la limite, qu'un système a choisie au hasard à partir de ces derniers sera dans un état anormal après un temps suffisant. Ainsi, sujet à une probabilité de l'erreur qui est infinitesimal dans la limite, nous pouvons énoncer en tant que lois générales que le système de A à partir d'un état anormal tend à assumer l'état normal; tandis que le système de A à partir de l'état normal demeurera dans le normal énoncez. On le constatera maintenant que les diverses propriétés des gaz suivent de la supposition que le gaz est dans l'état normal. Si chacune des fractions (3) est égale mis à 1/4h, on le trouve aisément, de la première propriété de l'état normal, que, de molécules de theLawofDiss de la première sorte, un tribution de nombre de solides solubles/(vitesses de 2)dudedw de h h3ma/7ra)e `("4v des "(4) ont des vitesses dont les composants se trouvent entre u et u+du, v et v+dv, W et w+See also:dw, alors que le nombre correspondant de molécules de la deuxième sorte est, pareillement, s (h3m"/ir')e hm'(v.2+v2+See also:w2)dudedw. (5) si c est la vitesse résultante d'une molécule, de sorte que c2=u2+v2+w2, il soit aisément trouvé de la See also:formule (4) que le nombre de molécules de la première sorte de laquelle la vitesse résultante se trouve entre c et c+dc est 47s.4 (hams/zs)e-1molc2dc. (6) ces formules expriment la "loi de la See also:distribution des vitesses" en état normal: la loi s'appelle souvent Law de See also:Maxwell's de distribution. Si 2mu2 dénotent la valeur moyenne de Zmu2 ramené à une moyenne au-dessus des molécules de s de la première sorte, des équations (3) peuvent être écrites See also:tasse sous forme '= jnv2 = 1 mw2 = 1 82 - des 2 2 2 2 1 1... = 1/4h, (7) l'See also:apparence d'E9uipartl- qui l'énergie moyenne représentée par chaque tioa de limite dans E2 (la formule 2) est identique. L'énergie de ces équations expriment l'"loi de l'equipartition de l'énergie," généralement parlé de comme loi de Maxwell-Maxwell-Boltzmann. La loi de l'equipartition prouve que toutes les diverses énergies moyennes de différentes sortes sont égale, chacune qui est mesurée par la quantité 1/4h. Nous avons déjà vu que l'énergie moyenne augmente avec la température: on le supposera maintenant See also:Tempera-que l'énergie moyenne est exactement proportionnelle à la température d'air. La See also:justification complète pour cette supposition apparaîtra plus tard: une justification partielle est obtenue dès qu'on le verra combien de lois physiques peuvent être expliquées par lui. Nous mettons en conséquence 1/2h=RT, où T dénote la température sur l'échelle absolue, et avons alors des équations (7) sous la forme mug=mv2 =... = droite (8) quand un système se compose de mélange de différents genres de molécules, le fait que h est le même pour chaque constituant [ See also:cf. formules. (5) et (6) ] prouve que dans l'état normal toutes les différentes substances sont à la même température. Par exemple, si le système se compose de gaz et de frontière pleine, certaines des limites dans l'expression (2) peuvent être censées représenter l'énergie cinétique des molécules de la frontière, de sorte que les équations (7) prouvent que dans l'état normal le gaz a la même température que la frontière. Le processus de l'égalization de la température est maintenant vu pour être un formulaire spécial du processus du mouvement vers l'état normal: les lois générales qui ont été énoncées ci-dessus en liaison avec l'état normal sont See also:vues pour inclure en tant que See also:cas spéciaux les lois suivantes: La matière à l'origine à la température non-See also:uniforme tend à assumer une température uniforme; tandis que la matière à la température uniforme demeurera à la température uniforme. Il sera immédiatement évident que la théorie cinétique de matière nous permette de placer la deuxième loi de la See also:thermodynamique sur une base purement dynamique. Jusqu'ici il n'a pas été nécessaire de supposer la matière pour être dans l'état gazeux. Nous passons maintenant à la considération des lois et des propriétés qui sont particulières à l'état gazeux. Un calcul approximatif simple de la pression exercée par un gaz sur son navire contenant peut être effectué près à supposer que les molécules sont si petites en comparaison de leur pression de distances à part de cela qu'elles peuvent être traitées en date de la taille infinitesimal. Ères. Laissez un mélange des gaz contenir par See also:taupe du See also:volume unitaire s des cules de la première sorte, v'de la deuxième sorte, et ainsi de suite. Fixons notre attention sur un petit See also:secteur dS de la frontière du navire de s (3), et laissez coordonner des haches soit pris tels que l'origine est dans le dS, et l'See also:axe de x est la normale à l'origine dans le gaz. Le nombre de molécules du premier genre de gaz, dont les composants de la vitesse se trouvent en dessous des marges entre u et u+du, v et v+dv, W et w+dw, , par la formule (5), être v~(h2m2/71.3)e n''(ut+"2+,, 2)dudvdw (9) par volume unitaire. Construisez un petit See also:cylindre à l'intérieur du gaz, en ayant le dS comme base et les bords que tels que les projections de chacun sur les haches de coordination sont udt, le vdt, wdt. chacun des molécules énuméré dans l'expression (9) déplaceront le parallèle au bord de ce cylindre, et chacun décriront une longueur égale à son bord dans le décollement de temps chacune de ces molécules qui est au commencement à l'intérieur du cylindre, empiétera ainsi sur le secteur dS dans un décollement d'intervalle. Le cylindre est du décollement dS du volume u, de sorte que le produit du ce et de l'expression (9) doive donner le nombre d'impacts entre le secteur dS et les molécules de la sorte à l'étude dans molécule d'empiétement de décollement d'intervalle la chaque exerce une pression impulsive égale au mu sur la frontière avant que le composant de la vitesse de son centre de la normale de gravité à la frontière soit réduit à zéro. Ainsi la contribution à toute la pression impulsive exercée sur le secteur dS dans le décollement de temps de cette cause est le)dudvdw de muXudtdSXvJ(V1n3/r3)e (I0) toute la pression exercée en apportant les centres de la gravité de toutes les molécules se heurtantes pour se reposer normalement à la frontière est obtenue en intégrant d'abord cette expression en ce qui concerne u, v, W, les limites étant toutes les valeurs auxquelles les collisions sont possibles (notamment tellement de trop pour u, et de °o + °o pour v et w), et puis additionner pour toutes sortes de molécules dans le gaz. Encore d'autres pressions impulsives sont exigées de remettre en marche dans le mouvement toutes les molécules qui ont subi la collision. Le See also:montant global de ces pressions est clairement la somme des élans, normale à la frontière, de toutes les molécules qui ont le dS See also:gauche dans un décollement de temps, et ceci sera donné par l'expression (E/S), intégré en ce qui concerne u de o au °o, et en ce qui concerne v et W de °o à +co, et puis additionné pour toutes sortes de molécules dans le gaz. À la See also:combinaison des deux parties de la pression qui ont été calculées, la pression impulsive globale sur le dS dans le décollement de temps s'avère contre de la Floride d'Edt dS f/(h3m3/7r3)e-hm("±, '2+"2)mu2dudvdw, où dénote l'addition au-dessus de toutes sortes de molécules. C'est équivalent à une pression régulière pi par unité de superficie où + contre de piTfff de ~/(h3m3/.7r3)e-h'''(2)mu2dudvdw. Clairement l'intégrale est la somme des valeurs du mu 'pour toutes les molécules de la première sorte en volume unitaire, ainsi p=vmu'+v'm'u2+... (ii) À la substitution des équations (7) et (8), cette expression assume les formes p=(v+Y +,)/2h (12) = (v+v'+...)rt (13) le nombre de molécules par volume unitaire dans un gaz à la température et à la pression normales est connu pour être environ 2,75 X10". Si dans la formule (13) nous mettons p=I.013X106, (v+v'+...)=2.75X10'9 moléculaire T = 273, nous obtenons R = X 1,35 E/S -16 et ceci nous permet des vitesses. déterminer les vitesses moyennes a produit par mouvement de la chaleur en molécules de n'importe quelle masse donnée. Pour des molécules des gaz connus le calcul est encore plus facile. Si p est la densité correspondant à la pression p, nous constatons que la formule (ii) assume la forme p = 3pC2, où C est une vitesse tels que le gaz aurait sa énergie de translation réelle si chaque molécule se déplaçait avec la même vitesse C. By substituant des paires de valeurs expérimentalement déterminées de p et p nous peut calculer C pour différents gaz, et ainsi obtenez une See also:connaissance des importances des vitesses moléculaires. Par exemple, on le constate que pour l'hydrogène au See also:cent 0°. C = 183.900 SME par sec. vapeur de See also:mercure de l'air 15° "C = 49.800" "à l'o°" C = 18.500 "" et d'autres vitesses peut aisément être calculé. De la valeur R = 1,35 x 10 - "on le calcule aisément qu'un cule de taupe, ou l'agrégation des molécules, de la masse ainsi de -12 grammes, doit avoir une vitesse moyenne d'environ 2 millimètres par seconde" à l'o° brownien C. Such que une vitesse doit en conséquence être installée dans des mouvements." particule de à -12 grammes de masse immergée dans l'air ou le liquide à l'o° C., par jostling continuel des molécules ou des particules environnantes. Une particule de cette masse est facilement évidente au See also:microscope, et une vitesse de 2 millimètres par seconde naturellement serait évidente si continué pour une durée suffisante. Chaque See also:bombardement, cependant, changera le mouvement de la particule, de sorte que les changements soient trop fréquents pour que les mouvements séparés soient individuellement évidents. Mais il peut montrer que de l'agrégation de ces mouvements séparés de short la particule doit avoir un mouvement résultant, décrit avec une vitesse moyenne quel, bien que beaucoup plus petit que 2 millimètres. une seconde, doit immobile être au microscope évidente. Elle a été montrée par R. von. S. Smoluchowski (See also:annonce d. Phys., 1906, Ì, p. 756) que ce mouvement théoriquement prévu est simplement cela vu la première fois dans "les mouvements browniens" a observé par le See also: Boyle et Laws.See also:If v de See also: La deuxième loi de Thermodynamics.If que nous nous divisons partout par T, nous obtiennent le dQ = (n+3)RNT+RN vv, prouvant que dQ/T est un différentiel parfait. Ceci vérifie non seulement que la deuxième loi de la thermodynamique est obéie, mais nous permet d'identifier T avec la température thermodynamical absolue. Si le volume du gaz est constante gardée, nous mettons le dv=o dans l'équation (18) et le dQ = le JC0NmdT, où C "est la chaleur spécifique spécifique du gaz au volume et au J constants est le mechani- chauffe. équivalent de calorie de la chaleur. Nous obtenons C, = z (n+3)R/Jm• (19) d'autre See also:part, si la pression du gaz est maintenue constante dans tout le mouvement, T/v est constant et le dQ=JC, NmdT, d'où CP = i(n+5) R/Jm• (20) par la See also:division des valeurs du CP et du C "que nous trouvons pour y, le rapport du détail chauffe. 7=1+2/(n+3)• (21) la comparaison de cette formule avec l'expérience fournit une confirmation saisissante de la vérité de la théorie cinétique mais révèle en même temps la difficulté la plus formidable que la théorie a jusqu'ici dû rencontrer. Sur donner différentes valeurs à n dans la formule (21), nous obtenons les valeurs pour 7: N = o, 1, 2, 3, 4, 5, - y = 1,66, 1,5, 1,4, 1,33, 1,21,25, &C. Ainsi, à dans le degré d'approximation auquel notre théorie est précise, la valeur de - y pour chaque gaz doit être un de cette série. Ce qui suit sont les valeurs de y pour les gaz pour lesquels on peut observer y avec une certaine exactitude: Mercure. . 1,66 Azote . 1,40 Krypton . . 1,66 Oxyde de carbone. 1,41 Hélium . . 1,65 Hydrogène . 1,40 L'argon . P62 l'oxygène 1,40. . . . . 1,40 See also: D'ailleurs, ces quatre sont les seuls gaz monatomic pour lesquels la valeur de y est connue, de sorte que les seuls atomes dont la forme peut être déterminée s'avèrent sphériques. C'est au moins une conjecture plausible, jusqu'à ce que le contraire soit prouvé, que les atomes de tous les éléments sont sphériques.' La prochaine valeur qui se produit est n=2. L'énergie cinétique des molécules de ces gaz doit contenir deux limites en plus de ceux qui représentent l'énergie de translation. Pour un corps See also:rigide l'énergie cinétique, en général, se composera de trois limites (Awi2+Bw22+Cwa2) en plus de l'énergie de translation. La valeur n=2 est appropriée aux corps desquels la forme est celle d'un solide de révolution, de sorte qu'il n'y ait aucune rotation autour de l'axe de la symétrie. Nous devons en conséquence supposer que les molécules des gaz pour lesquels n=2 sont de cette forme. Maintenant c'est exactement la forme que nous devrions nous attendre à ce que trouve en molécules composées de deux atomes sphériques tordant un un autre par leurs forces mutuelles, et tous les gaz pour lequel n=2 sont diatomique. On ne pourrait probablement imaginer aucune molécule pour laquelle n a eu une valeur négative ou la valeur n = i. la théorie See also:passe donc un essai See also:crucial quand on le découvre que gaz n'existe pas pour quel n est négatif ou unité. D'autre part, la théorie rencontre une difficulté très grave dans le fait que toutes les molécules possèdent un grand nombre de possibilités de mouvement interne, comme est montrée par le nombre de See also:lignes distinctes dans leurs spectres d'émission et d'absorption. Autant qu'est connu, chaque ligne dans le spectre par exemple du mercure, représente une possibilité d'une vibration distincte de l'See also:atome de mercure, et fournit en conséquence deux limites (la parole a¢2+134,2, où 4 est la normale coordonnent de la vibration) dans l'expression pour l'énergie de la molécule. Il y a beaucoup de milliers de lignes dans le spectre de mercure, de sorte que de cette évidence qu'elle apparaîtrait cela pour la vapeur de mercure n doive être très grand, et y presque égal à l'unité. Au lieu de ceci nous avons le n=o, et le y=i. Car une étape vers enlever cette difficulté que nous notons que l'énergie d'une vibration comme est représentée par une ligne spectrale a la particularité de ne pouvoir pas exister (autant que nous savons) sans dissipation de souffrance dans l'éther. Cette énergie relève, donc, d'une catégorie différente de l'énergie pour laquelle la loi de l'equipartition a été prouvée, parce que en montrant cette conservation de loi 'de confirmation très significative de cette conjecture est obtenu à partir d'une étude du détail chauffe des éléments dans l'à semi-conducteurs. Si un corps plein est considéré comme une agrégation des atomes semblables chacune de la masse m, sa chaleur spécifique C est donnée, comme dans la formule (19) par C = 1(n+3)R/Jm. De la loi de See also:Dulong et de Petit que le centimètre est le même pour tous les éléments, il découle que n+3 doit être le même pour tous les atomes. D'ailleurs, la valeur du centimètre prouve que n+3 doit être égal à six. Maintenant si les atomes sont considérés comme des See also:points ou des corps sphériques oscillant au sujet des positions d'équilibre, la valeur de n+3 est avec précision six, parce que nous pouvons exprimer l'énergie de l'atome sous la forme E = I (mu'+mv2+mw2+x'a OW O'V (32V X + y2 ay + z2 a), où V est le potentiel et le x, y, z sont les déplacements de l'atome se sont rapportés à un certain ensemble de haches orthogonales. de l'énergie a été assumée. La difficulté est encore diminuée quand on le prouve, pendant qu'il peut prouver, 2 que les modes de l'énergie représentés dans le spectre atomique acquièrent l'énergie tellement lentement que l'atome pourrait subir des collisions avec d'autres atomes pendant des siècles avant d'être placé dans des oscillations ce qui posséderait une quantité appréciable d'énergie. En fait la tendance prouvée pour que le gaz passe dans "l'état normal" dans ce qui là est equipartition d'énergie, ne représente dans ce cas-ci rien à mais la tendance pour que l'énergie de translation devienne dispersée dans l'énergie de petites vibrations innombrables. Nous constatons que cette dissipation, bien qu'assurément continuant, se poursuit par la lenteur extrême, de sorte que le passage de vibrations leur énergie dessus à l'éther aussi rapidement qu'ils l'acquièrent, et "l'état normal" ne soit jamais établi. Ces considérations suggèrent que la difficulté qui a été précisée puisse être évidente plutôt que vraie. En même temps cette difficulté est seulement un See also:aspect d'une difficulté plus large au-dessus de la laquelle ne peut pas être légèrement passé; Le maxwell lui-même l'a considérée comme l'obstacle See also: Tous les taupe-rats du genre Spalax sont caractérisés par le vouloir des cous distincts, les petits ou rudimentaires oreilles et yeux, et les membres courts équipés de griffes puissantes de creuser. Il y a trois paires de joue-See also:dents qui sont enracinées, et montre des plis d'émail sur la See also:couronne. des Taupe-rats sont facilement identifiés par la tête singulièrement aplatie, en laquelle les petits yeux sont See also:couverts de See also:peau, See also:verrue-comme les oreilles, et la queue rudimentaire; ils font See also:creuse en See also:sol arénacé, et alimentation sur des ampoules et des racines. les See also:Bambou-rats, dont un genre (Rhizomys) est indien et Burmese, et l'autre (Tachyoryctes) à l'est See also:Africain, diffèrent par l'See also:absence de la peau au-dessus des yeux, la présence des oreilles courtes, et un short, sparsely-haired la queue. Ils creusent parmi l'herbe grande, ou aux racines des arbres (voir le See also:RODENTIA). Taupe-mégère, tout individu des genres Urotrichus et Uropsilus (voir l'cInsectivora). L'information et commentaires additionnelsIl n'y a aucun commentaire pourtant pour cet article.
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