Sur la théorie dynamique des gaz

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Sur la théorie dynamique des gaz

J. Violle

To cite this version:

J. Violle. Sur la théorie dynamique des gaz. J. Phys. Theor. Appl., 1877, 6 (1), pp.175-186.

�10.1051/jphystap:018770060017501�. �jpa-00237277�

I75

trique

par

rapport à

^un

plan ^vertical,

^de

part

^{et d’autre}

duquel

sont deux conducteurs A et B

symétriques

par

rapport

^{au même}

plan,

^aux

potentiels ^V1

^et

^V2,

^on

peut

^montrer directement que ^le

couple

^{des actions}

électriques

^a pour

expression ( 1 )

La théorie

qui précède indique

^à

quelles

conditions le

rapport y

est

égal

^à

1 2.

^{Il faut} pour cela que, par suite d’un

petit déplacement

de

l’aiguille,

l’accroissement de

charge

soit d’un côté

m(V - V1),

de

l’autre, -l1Z(V-V2),

^{et que sur} les conducteurs A et B les variations de

charge

^soient

égales

^en valeurs absolues ^à celles des

portions

^de

l’aiguille correspondantes.

Ces conditions ne sont

réalisées que ^dans des cas

très-particuliers.

SUR LA

THÉORIE

DYNAMIQUE DES GAZ;

PAR M. J. VIOLLE.

[SUITE.] J (5:)

II. Le même mécanisme par

lequel

nous avons rendu

compte

du frottement provoque ^{dans un} gaz

inégalemen t

^{chaud le}

phéno-

mène de

transport

de la chaleur dit _par conductibilité. Si en effet

nous considérons un muer gazeux dont l’une des faces soit main-

tenue à une

température

^élevée constante et l’autre face sans cesse

refroidie ,

^un

plan quelconque parallèle

^{aux faces du mur sera}

traversé à

chaque

instant par des

molécules ,

^non

plus

^affectées

de vitesses de translation

différentes,

^{comme dans le cas}

précédem-

ment

considéré,

^mais

possédant

^{une vitesse}

d’agitation

^variable

suivant la couche d’oû elles viennent. Le mouvement

d’agitation

amènera donc dans la

région

froide des molécules

ayant

^{une force} vive moyenne

supérieure à

^celle des molécules au milieu

desquelles

(1) voir Journal de Physique, ^t. IV, p. 32;.

(2) ^Voir Journal de Physique, ^t. VI, p. 73.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:018770060017501

elles arrivent : de

là,

pour les couches

froides,

^un

gain

^incessant

de force

vive,

c’est-à-dire de

chaleur, qu’il

^est

possible

^d’évaluer

numériquement.

Le nombre des molécules

qui

^viennent de la couche située à la distance _x,, et

d’épaisseur ^dx,

^et

qui

traversent en une seconde l’u- nité de surface du

plan considéré,

^{dans un sens ou dans}

l’autre,

^est

encore

et leur force vive _moyenne

Dans cette

expression,

^{n, 1 et M sont, à}

proprement parler,

^des

fonctions de _x, par suite de la variabilité des

températures paral-

lèlement à l’axe des .x. La

question

^{est donc}

analytiquement

^assez

compliquée.

^M.

^Clausius, qui

^l’a abordée le

premier,

^{en a donné}

la solution

complète

^{dans un de ses} Mémoires les

plus impor- tants (1);

^{mais cette solution est loin d’étre}

simple.

^On

peut

remarquer toutefois que la variation de

1,

^{avec la}

température,

^dans

la couche

d’épaisseur ^1,

^n’affecte

qu’infiniment peu

le nombre des molécules

envoyées

par

chaque

^tranche

élémentaire;

^et que dans la sommation _{que l’on} aura à faire

ensuite,

^{de zéro à}

1,

^{cette méme}

variation

agira

^{en sens} contraire. On

peut donc ,

^{sans erreur}

sensible, regarder,

^{avec M. ,ïon}

Lang (2),

^{1 comme constant dans}

la couche très-mince clue l’on ^a seule à

considérer;

^{n devra être} alors considéré aussi comme constant dans la même

couche, d’après l’équation

fondamentale de

Clausius,

cc sera donc seul variable. Soit _ux la valeur de u dans la couche x, ^x -f-

dx ;

ux ^sera lié à la

iritesse ii,

^{dans le}

plan

^de

séparation,

(1) CLAUSIUS, Pogg. 4nn., 1862, ^t. CXV, p. J, ^et VERDET, ^Tlléorie mécanique ^{de la} chaleur, ^t. II, p. 58.

(2) ^{VoN L.»G,} Einleitung in die theoretische Physik, Braunschweig, 18,3, p. 529.

I77

par ^la relation

L’expression

^{de la force} vive des molécules considérées sera

donc

x étant

toujours très-petit,

^on

^peut

^poser

et

On a

donc,

pour la force vive des molécules

envoyées

^{dans l’unités}

de

temps

par la

couche x,

^{x -f-}

dx,

Ces molécules traversent le

plan

^{et vont au delà}

jusqu’à

^{la dis-}

tance l x :

là,

^elles

prennent

^{la force vive}

Elles ont donc

perdu

et, pour avoir ^la

perte

^de force vive subie en une seconde _{par les} molécules traversant l’unité de surface du

plan considéré,

^{on n’a}

qu’à

^{faire la somme des}

quantités

^ainsi

perdues

par les couches élémentaires

comprises

^{entre zéro et}

^1,

^ce

qui ^{donne ,}

le facteur de dx étant constant dans cet

intervalle,

Si la force vive considérée était la force vive totale des

molécules,

pour convertir ^{ce tte somme} de forces vives en

chaleur ,

^il

n’y

aurait

qu’à

^la

multiplier

par

l’équivalent calorifique

du travail.

Mais la force vive moyenne ^{du mouvement}

d’agitation

^n’est

qu’une

fraction

(les ’

^environ pour les gaz

simples)

^{de la force vive totale}

moyenne

(1);

il faut donc

employer

^{un autre}

^facteur, qui peut

s’obtenir comme il suit :

D’une manière

générale,

^{la chaleur}

possédée

par le

poids

nmg de gaz ^à la

température

^{T est}

c étant la chaleur

spécifique

^{à volume constant. Cette}

quantité

^de

chaleur

peut

^s’écrire

ce

qui

^montre que ^le facteur _par

lequel

^{il faut}

multiplier

^{la force}

vive du mouvement

d/agitation

^des

molécules,

pour ^{avoir la} quan- tité de chaleur

correspondante

^{contenue dans le} gaz,

est 2gcT u2.

^w

U2

Il vient donc ici _{pour la}

quantité

^{de chaleur}

transportée,

^dans

l’unité de

temps, à

^travers l’unité de surface du

plan des xy,

et le coefficient de condtictibilité u

défini,

^comme

d’habitude,

^le

facteur de _dx ^dT dans cette

expression

^sera

il sera donc

indépendant

^{de la}

pression,

^et

proportionnel

^{à la}

racine carrée de la

température absolue,

^{comme le} coefficient de

e) ^{VERDET, Théorie} mécanique ^{de la chaleur, t.} II, p. 33.

(2) ^{1B1. CLAusius trouve} pour ^ce coefficient la valeur

presque identique ^à celle que ^nous obtenons par ^notre calcul approché.

I79

frottement, auquel

^{il est} lié d’ailleurs par ^la relation

très-simple

ainsi

qu’il

résulte immédiatement de la

comparaison

^{des valeurs}

de m et de ’Y1.

De cette dernière relation on tire potiru lesvaleurs suivantes

(1):

à zéro et sous la

pression

^de

760 millimètres,

^la seconde, le ^cen- timètre et le _gramme étant

pris

pour ^{unités de}

temps,

^de

longueur

et de masse.

D’après

^M.

Maxwell,

le coefficient de conductibilité d’un _gaz,

comme le coefficient de

frottement,

^serait

indépendant

de la pres-

sion,

^mais

proportionnel

^{à la}

température

absolue. Les coefficients des différents _gaz

présenteraient

^à peu

près

^{les mêmes} valeurs rela- tives que ^nous leur avons

assignées :

^les coefficients

de l’oxygène,

^de

l’azote et de

l’oxyde

^{de carbone étant encore} sensiblement

égaux,

^et

les coefficients de

l’hydrogène

^et de l’acide

carbonique

^{étant res-}

pectivement égaux à 7

^fois

et 7 9

fois la conductibilité de

l’air ;

^niais

les valeurs absolues des

coefficients, auxquelles

^{arrive M.}

^Maxwell,

sont sensiblement

plus

fortes que celles que ^{nous avons} inscrites

au tableau

précédent.

Si nous passons maintenant ^à

l’expérience,

^{nous trouvons d’abord}

la conductibilité

indépendante

^{de la}

pression :

^MM.

Stefan (2),

(1) ^{On a admis} pour ^c les nombres

e) STEF,’t-.4, Sitzunbasbcrichte ^{der Wiener} Akademie, I872, t. ^{LXV, p.} 42, ^{et Journal}

de Physiqiie, 1873, ^t. II, p. 148.

Kundt et

Warburg (’)

^et Winkelmann

(2)

^ont successivement

reconnu cette

indépendance,

réclamée par ^toute théorie

dynamique

des

gaz. Relativement

^à la variation du coefficient ^avec la

tempéra-

ture, les observations récentes et

très-soignées

de M. Winkel-

mann

(3) donnent

c’est-à-dire ^un résultat presque

iden tique

^{à celui}

qu’a

^obtenu

M.

Mayer (4)

pour le coefficient de

frottement,

^et intermédiaire aussi par

conséquent

^{entre les deux valeurs}

théoriques.

La

grandeur

^des coefficients de conductibilité a été déterminée par divers

physiciens d’après

^la méthode de

Dulong

^et

^Petit,

^en

observant le refroidissement d’un corps

thermométrique

^{dans une}

enceinte déterminée. Narr

(5)

^{mesura d’abord les} valeurs relatives des

constantes ; Stefan

chercha ensuite la

grandeur

absolue de la conductibilité de

l’air,

_pour

laquelle

^{il trouva rs =}

0,000056 (6),

nombre

supérieur

^à la valeur

théorique

^calculée

plus haut,

^mais

égal aux 2 3

seulement du coefficient

exigé

par la théorie de Maux- well

(7).

^{Stefan trouva en outre} que la conductibilité de

l’hydro- gène

^{é tait}

égale à 7

fois celle de

l’air;

^Narr n’avait donné que

5, 51.

La mesure de

Stefan,

^{conforme à la}

théorie,

^{a été confirmée} _par

les déterminations de MM. Kundt et

Warburg, qui

^{ont trouvé} pour

l’hydrogène

^une conductibilité 7, I fois aussi

grande

que ^{celle de} l’air

(8). D’après

^{les mêmes}

expérimentateuirs,

^la conductibilité

(!) ^{KUNDT et WARBURG,} Pogg. Ann., ^t. CLVI, p. I77, I875, ^et Journal de Physique, 1876, ^{t. V,} p. ^I2I.

(2) WINKELMANN, Pogg. Ann., I875, ^{t. CLVI,} p. 5I4.

(8) WINKELMANN, Pogg. Ann., I876, ^t. CLIX, p. I77.

(4) ^{Voir aussi} OBERMAYER, SitzuTlgsberichte ^{der Wiener} Akademie, I875, ^t. LXXI,

p. 30I, ^{et Journal de} Physique, 1876, ^t. V, p. 32.

(5) NARR, Pogg. Ann., I87I, ^t. CXLIII, p. I23, et Journal de Physiqw’, I872, ^t. I ,

p. 203.

( ) 1B1. STEFÀ-.N- négligeait l’influence du rayonnement ^{direct : de là une} petite ^erreur tendant à élever le nombre trouvé pour la conductihilité.

(’ BOLTZMANN, Sitzllllgsberichte der Wiener Ahademie, I872, ^t. LXVI, p. 332 : la théorie de Maxwell donne ’W o, ocoo55 ^{et non} o, 000055, ^{comme il a été} publié

d’ahord _{par suite} d’une faut de calcul.

(8) CeLte détermination a été attaquée par ^lu. Wink-elmann, qui ^{lui a} substitué la valeur G, 3.

I8I

relative de l’acide

carbonique,

^{évaluée à}

^0,8

ⁱ

par Narr,

^{ne serait}

que

o,59,

sensiblement

plus petite

que ^ne le veulent l’une et

l’autre

théorie, d’après

^{une valeur toutefois assez} incertaine de c.

MM. Kundt et

Warburg

^n’ont malheureusement pas pu donner d’une

façon

^{exacte les} valeurs absolues des constantes, parce

qu’ils

n’ont pas ^{mesuré avec}

précision

^{la valeur en eau de leur thermo-}

mètre :

cependant

^leur évaluation

approximative

^du coefficient de conductibilité de

l’air , 0,000048,

^est

remarquablement

^concor-

dante

avec

la valeur que ^{nous avons}

théoriquement

établie. M. Win- kelmann trouve aussi un

nombre , o,aooo52 ,

_peu différent. De nouvelles

déterminations,

^et

particulièrement

^{des mesures}

^absolues,

sont encore ici nécessaires pour

permettre

^de

juger

exactement de l’accord entre la théorie et les faits.

III. Le

phénomène

^{de la diffusion est une}

conséquence

^immé-

diate de

l’agitation

^{des molécules dans les} gaz; et, ^{comme cette}

agitation

^{doit amener un}

échange

continuel aussi bien entre deux

portions quelconques

^{d’une même masse} gazeuse

qu’entre

^deux

masses

différentes,

^{nous devons admettre}

qu’il

y a sans cesse dif- fusion d’un gaz dans

lui-même,

bien que ^{nous ne}

puissions

^alors

constater le fait directement.

Prenons d’abord ce cas d’un gaz

unique,

^et considérons notre

plan

^de

séparation

^mené d’une manière absolument

arbitraire ,

horizontalement par

exemple,

^dans l’intérieur de la masse gazeuse.

La couche

d’épaisseur ¹

^{envoie encore à travers} l’unité de surface de ce

plan 1 3 nl u - nit

^molécules dans l’unité de

temps ,

^ce

qui correspond

^{à un volume} de gaz

tu

^{entrainé en une} seconde de la

région

inférieure à la

région supérieure.

Si nous passons maintenant au cas de deux gaz différents situés de

part

^et d’autre du

plan

^de

séparation,

des volumes

égaux

^des

deux gaz doivent s’écouler dans le ^même

temps

^{à travers l’unité de} surface du

plan,

pour que la

pression

^{reste la même des deux côtés.}

Nous

admettrons,

^{avec M. Von}

Lang,

que ^ces volumes

égaux

^sont

représentés

^{l’un et l’autre}

par 1 4 ( U1 + u2).

Cela posé,

^{arrivons au cas}

général où,

^{des deux côtés du}

plan,

^est

un

mélange

des deux gaz.

Soient a,

et a2 les

proportions

^actuelles

des deux _gaz ^au niveau du

plan

^de

séparation ,

^{la somme ai + a2}

étant

égale

^{à l’unité.}

Menions,

^de

part

^et d’autre du

plan considérer

deux

plans

^{situés à la} distance 1. A cette

distance,

^la

proportion

^du

premier gaz ^{est ai +}

da,

^{1 d un}

^côté,

^{et a, 2013}

da1 dz l

^de

^{1 autre ;}

^par

conséquent,

^{dans l’une des}

régions

^{limitées aux}

plans l,

^la

région supérieure

par

exemple,

^la

proportion

moyenne ^du

premier

gaz

est dans

l’autre,

^la

région inférieure,

^la

proportion

moyenne ^du

premier

gaz ^est Prenons sur le

plan

^de

séparation

^{une surface}

égale

^{à l’unité} et, pour

simplifier,

suppo-

sons cette surface

rectangulaire. Partageons-la

^{en deux}

rectangles

de surfaces et

imaginons

^{dans la}

T Il-

région supérieure

^tout le gaz ⁱ au-dessus du

rectangle a1 + I 2 ^{da1 dz l}

et tout le gaz ² au-dessus du

rectangle

¹

Inlagi -

nons de même dans la

région

inférieure tout le _gaz i au-dessous d’un

rectangle a, + I 2 da1 dz l

¹ recouvrant presque entièrement le rec-

2 dz 1 q

tangle correspondant

^au gaz i dans la

région supérieure,

^{et tout le}

gaz 2 au-dessous d’un

rectangle

^{Nous aurons}

alors,

^{à droite et à}

gauche,

^deux

rectangles n’ayant

^{chacun sur leurs}

deux faces

qu’un

^même gaz, ^{et entre ces} deux

rectangles

^{une bande}

de surface

da1 dz l

^{à travers}

_laquelle

seulement s’efl’ectuera la diffu- dz

sion. Le volume de _gaz

passant

^à travers cette bande en une se-

conde,

^{dans un sens ou dans}

l’autre,

^sera,

d’après

^ce

qui précède,

Mais l n’est ni

1,,

ⁿⁱ

/2.

^Nous

admettrons,

^{avec M. Stefan}

(1),

que 1 a

précisément

la valeur

qu’il

aurait dans ^un gaz dont ^toutes les molécules seraient

égales

^entre

^elles,

^et

égales

^{à la} moyenne ^des

(1) STEFAN, ^{Ueber die} dynamische ^{Theorie der} Diffusion ^{der Gase} (Sitzllngsberichte

dei- fJ7iener Alrademie der lYissensclzaften, I872).

I83 molécules des gaz ^{i et 2,} de sorte que leur

diamètre p

^serait

égal

à la moyenne des diamètres 03C11 ^et p, des molécules des deux gaz

D’après

la relation connue

on a alors

Le volume _{de gaz} traversant effectivement l’unité de surface du

plan

^de

séparation

^{en une}

^seconde,

^dans un sens ou dans

l’autre,

est donc

et le facteur de

-,-’9

^{dans cette}

expression,

^{doit être}

appelé

^{le coef--}

ficient de

diffusion ,-¥’

^{si l’on}

adopte

pour ^ce coefficient une défi- nition

analogue

^{à celle} que nous avons admise pour les coefficients de frottement et de conductibilité. On a donc

En divisant le numérateur et le dénominateur _{par n,} on recoiinait facilement _que ce coefficient est inversement

proportionnel

^{à la}

pression,

^et directement

proportionnel

^{à la}

puissance 2

^{de la tem-}

pérature.

Si l’on compare les valeurs

de 03C8

^{déduites de cette formule aux}

nombres obtenus directement par Loschmidt dans ^ses recherches

sur la diffusion _{des gaz} sans

paroi

poreuse

(1),

^{on a :}

(’ ) LOSCHMIDT, Sitzungsberichte ^der Wiener Akademie, 187°, ^{t. LXI et LXII.}

Loschmidt a trouvé aussi le coefficient inversement propor- tionnel à la

pression,

mais directement

proportionnel

^{au carré de}

la

température,

^{comme le veut la théorie de Maxwell.}

Si l’on

partait

des nombres de Loschmidt comme données immé-

diates,

^on

pourrait

tirer de la valeur de

03C8,

^établie

plus ^haut,

^les

ch emins moyens des molécules dans les trois _gaz

hydrogène,

oxy-

gène

^{et acide}

carbonique ;

^on trouverait ainsi des nombres _presque

identiques

^{à ceux} que nous avons déduits des

expériences

^{sur le}

frottement. Cet accord toutefois est un peu

factice,

^car,

ici,

^la

théorie,

^non moins que

F expérience,

réclame de sérieuses re-

cherches.

IV. La base de la théorie de M.

Maxwell,

c’est-à-dire

l’hypo-

thèse

qu’il

^{existe entre les molécules une force}

répulsive

^inverse-

ment

proportionnelle

^{à la}

cinquième puissance

^{de la}

^distance,

^{a été}

vivement

attaquée

par

plusieurs physiciens

^{comme étant en} oppo- sition manifeste avec les faits : les recherches de MM. Thomson et

Joule sur le travail intérieur dans les gaz

conduisent,

^en

effet,

^à

admettre entre les molécules gazeuses ^une attraction ^au lieu

d’une

répulsion,

^ainsi que le suppose M. Maxwell. Laissant donc de

côté,

sans insister

davantage,

^les

conséquences

^{de cette}

hypothèse

par-

ticulière,

^{nous nous} arrêterons seulement aux résultats

qui,

^bien

que déduits de la théorie de

l’auteur,

^sont

indépendants

^{du mode}

d’action suivant

lequel

^on suppose que les molécules

agissent

^les

unes sur les autres au moment de la rencontre.

Le

premier

^{résultat consiste en ce} que, ^{si l’on a un}

mélange

^de

molécules de natures

différentes,

^comme le sont, par

exemple

^dans

l’air,

^les molécules d’azote et

d’oxygène, lorsque,

par ^un nombre suffisante de

chocs,

^{un état} moyen s’est établi

(lequel persistera

ensuite

indéfiniment), l’énergie

moyenne ^{du mouvement}

d’agita-

tion est la même pour

chaque espèce

de gaz : ^{de sorte} que, si dans l’un des gaz les molécules sont

plus légères,

^{elles auront en}

moyenne ^une

plus grande

^vitesse

d’agitation.

^Ce

résultat, qui

^n’est

I85 autre chose que

l’expression dynamique

^{de la loi}

de Gay-Lussac

sur les volumes

équivalents,

^se déduit immédiatement de

l’analyse appliquée

^au choc d’un nombre infini de molécules. Dans cette

analyse,

^{M. Maxwell}

procède

^un peu ^autrement que M. Clausius : il ne

remplace

pas dès l’abord les différentes vitesses des molé- cules par ^une valeur moyenne ; il suppose, pour les

vitesses,

^toutes

les

grandeurs comprises

^{entre zéro et}

^l’infini,

^{et cherche comment}

ces vitesses se

partagent

^entre les molécules. La distribution des molécules

d’après

^{leurs vitesses est alors} exactement la même que la distribution des observations

d’après

^la

grandeur

^{de leurs erreurs,}

suivant la loi des erreurs

fortuites,

ou, si l’on _veut, que ^{la distri-} bution des balles sur une cible

d’après

^{leurs distances au}

point

^de

mire, lorsque

^un

grand

nombre de balles sont

envoyées

par des tireurs de même force. Le nombre des molécules des groupes extrêmes est excessivement

petit, comparativement

^{au nombre des}

molécules des groupes ^dont la vitesse est voisine de la vitesse cor-

respondant

^à

l’énergie

moyenne. Cette

énergie

moyenne ^{est la} même dans les gaz

constituants, lorsque

^le

mélange

^{est arrivé à l’état}

d’équilibre.

Le second résultat

auquel

^cette

analyse

conduit M. Maxwell se

rapporte

^à

l’équilibre

^d’un

mélange

^{soumis à la}

pesanteur,

^et

peut

s’énoncer ainsi : Dans une colonne verticale de gaz

mélangés,

^{la -}

densité de

chaque

gaz, ^{à une} hauteur

quelconque,

^{est en définitive}

la même que si les ^autres gaz n’existaient _pas. C’est la loi formulée

par Dalton

pour ^un

mélange

gazeux ^en

équilibre. L’agitation

^conti-

nuelle de notre

atmosphère

^{rend cette loi}

inapplicable

^au

mélange d’oxygène

^et d’azote dans

lequel

^nous

^vivons, mélange qui,

^s’il

était en

équilibre,

^devrait

présenter

^d’autant

plus

^{d’azote et d’au-}

tant moins

d’oxygène

que ^l’on s’élève

plus ^haut,

^mais

qui

^en

^réalité,

sans cesse brassé par les vents, offre une

composition

sensiblement

constante à toutes les hauteurs où l’on a pu l’étudier.

Le troisième résultat est relatif à

l’équilibre thermique

^{d’une co-}

lonne _gazeuse verticale. Le calcul montre que ^cet

équilibre

^consiste

dans l’uniformisation de la

température

^{en tous}

points,

^la

gravité

ne tendant nullement à rendre la base de la colonne

plus

^{froide ou}

plus

chaude que le ^sommet. Si l’on trouble momentanément ^un état de choses devenu

stationnaire,

si par

exemple

^on

applique

^{en un}

point

une source de

chaleur,

^on rendra bien ainsi momentanément

une

portion

^{du gaz}

physiquement plus légère

que ^{le reste} de la masse, ^{et sous} l’action de la

gravité

^cette

portion

^{montera à la}

partie supérieure

^{de la}

^{colonne ;}

^{mais si l’on abandonne les choses à elles-}

mêmes,

^la

gravité

^{n’aura aucune} influence pour maintenir ^une iné-

galité

^de

température

^{contraire à}

l’équilihre thermique.

^{Ces conclu-}

sions ne sont nullement

applicables

^{à notre}

atmosphère.

Laissant de côté l’action directe énorme de la radiation

solaire, qui dérange

sans cesse

l’équilibre thermique,

nous avons encore ici l’effet des

courants

aériens, qui

^{tend à amener une} distribution des

tempéra-

tures

complétement

différente. L’extrême lenteur de la conduction de la chaleur dans

l’air, comparée

^{à la}

rapidité

^du

déplacement

^sous

l’action

des vents, rapproche beaucoup plus

^la distribution des tem-

pératures

^dans

l’atmosphère

^de

l’équilibre, appelé

par M. William Thomson

équilibre convectif,

que de

l’équilibre thermique.

^{Et en-}

core cet état

d’équilibre,

^dans

lequel

l’abaissement de

température

des couches élevées de

l’atmosphère

^est

supposé

^dû

uniquement

^à

la raréfaction

qu’elles

^ont

éprouvée

^en

s’élevant,

^sans

perte

ⁿⁱ

gain

de

chaleur, depuis

^{le niveau du sol}

jusqu’à

la hauteur

actuelle,

^ne

représente-t-il

que

grossièrement

^la

réalité,

^{comme l’a montré der-}

nièrement M.

Mendeleef (1).

PROCÉDÉ

POUR MESURER L’INDICE DE

RÉFRACTION

DES

LIQUIDES ;

PAR M. DE

WAHA,

Professeur à Luxembourg.

Supposons

que la face AC d’un

prisme

^{ait été}

étamée,

^et que l’on

reçoive

^un rayon SI sur son autre face

AB ;

^{en faisant varier}

l’angle d’incidence,

^on

_peut toujours

^{arriver à donner au}

prisme

une

position

^telle que le rayon réfracte ^{IN soit} normal à A.C. Dans

ce cas le _rayon direct et le rayon de ^retour

coïncident,

^{tant à l’inté-}

rieur

qu’à

l’extérieur du

prisme,

^et

l’angle

^de réfraction N’IR

(1) MENDELEEF, ^{Be la} température des ^couches supérieures ^de

l’atmosphère

(Archives

de Genève, I876, ^{t. LI,} p. 2â3).