Sur la viscosité de l`atome

Sur la viscosit´e de l’atome
L. D´ecombe
To cite this version:
L. D´ecombe. Sur la viscosit´e de l’atome. J. Phys. Theor. Appl., 1913, 3 (1), pp.869-881.
<10.1051/jphystap:019130030086900>.<jpa-00241873>
HAL Id: jpa-00241873
https://hal.archives-ouvertes.fr/jpa-00241873
Submitted on 1 Jan 1913
HAL is a multi-disciplinary open access
archive for the deposit and dissemination of sci-
entific research documents, whether they are pub-
lished or not. The documents may come from
teaching and research institutions in France or
abroad, or from public or private research centers.
L’archive ouverte pluridisciplinaire HAL, est
destin´ee au d´epˆot et `a la diffusion de documents
scientifiques de niveau recherche, publi´es ou non,
´emanant des ´etablissements d’enseignement et de
recherche fran¸cais ou ´etrangers, des laboratoires
publics ou priv´es.

869
SUR LA VISCOSITÉ
DE
L’ATOME;
Par
M.
L.
DÉCOMBE.
Je
me
propose
aujourd’hui
d’appliquer
au
problème
particulier
de
la viscosité de l’atome
les
considérations
générales
que
nous avons
précédemment
développées
(1 )
relativement
à
l’origine
et à
la
nature
de la
Dissipation
de
l’énergie.
Notre
but est
de rattacher
aux
prin-
cipes
fondamentaux
de
la
Mécanique
rationnelle
le
terme
de visco-
sité
proportionnel
à la vitesse dont les
phénomènes
diélectriques
anormaux
(résidus,
chaleur
de
Siemens,
etc.),
aussi bien
que
ceux
d’absorption
lumineuse,
révèlent
empiriquement
l’existence,
et
d’in-
terpréter
ensuite,
à
ce
nouveau
point
de
vue,
la
discontinuité
du
rayonnement
révélée
par
l’étude
expérimentale
du
corps
noir.
I.
-
Nous assimilerons
l’atome
à un
assemblage
de
spectrons,
c’est-à-dire
de
petits
systèmes dynamiques
formés
chacun
par
un
certain nombre
d’électrons
gravitant
sur
une
même
orbite
sous
l’action d’une force centrale
attirante
proportionnelle
à la
distance.
Soient :
r
le vecteur
instantané d’un électron évoluant
sur
une
orbite
spectronique,
x,
y, z
ses coordonnées
relativement
à trois
axes
rec-
tangulaires
ayant
le
centre attirant
0
pour
origine,
e la
charge
d’un électron
prise
en valeur
absolue,
-
K1 er
la
force attirante.
Faisons
agir
sur
un tel
système,
considéré
indépendamment
du
milieu
auquel
il
appartient,
un
champ
électrique
fonction
du
temps
dont
les
composantes
suivant
les
trois
axes
soient,
par
exemple :
Î
(t), ~ M, :
( t) .
Le
mouvement
de l’électron
sera
défini
par
les
équations
sui-
vantes :
dont
nous
représenterons
la
solution
générale par
X,
Y,
Z.
Cette
so-
lution
se
compose,
comme on le
sait,
de
l’intégrale
générale
jB
y,
(1)
Voir ce vol.
p.
89.
Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphystap:019130030086900

870
des
équations
sans second
membre :
à
laquelle
on doit
ajouter
une solution
particulière zt,
des
équa-
tions
complètes.
Elle
est donc de
la
forme :
et
représente,
par conséquent,
une
rotation x,
(généralement
elliptique)
autour
d’un
centre
0’
dont les
coordonnées u,
v, w
satis-
font, à
chaque
instant,
aux relations :
La
rotation
x,
y, x
définie
par
les
équations
(2)
représente
le
mou-
vement
orbital
de l’électron.
Le
déplacement
u,
v, u,
défini
par
les
équations (4)
détermine
le
mouvement
du centre
de
l’orbite ;
c’est
une fonction du
champ
qui
doit évidemment s’annuler avec
lui.
Lorsque
le
champ
est
constant,
les
coordonnées
u,
v, 1C
sont elles-
mêmes
constantes et
la
rotation
s’effectue
autour
d’un
centre
fixe
0’
distinct
du centre attirant
O.
Dans
le
cas
général
où
le
champ
extérieur
est
variable,
le vecteur
00’,
lui-même
variable,
peut
servir à
chaque
instant
de mesure
à la
déformation
instantanée
du
spectron.
Le
pro-
duit
00’ X
ne,
où n
représente
le
nombre d’électrons
évoluant sur
l’orbite
spectronique,
en
représente
la
polarisation
instantanée
(1).
Quant
à
la
polarisation
proprement
dite
(c’est-à-dire
évaluée
pour
(1)
Nous
supposons
le
centre attirant assimilable au
point
de
vue
des actions
extérieures,
à une
charge positive
+
ne
concentrée au
point
0. Nous
examinerons
dans un
autre travail
comment
cette
condition
peut
être
conciliée
avec
la
loi
d’attraction
proportionnelle
à la
distance.

871
l’unité
de
volume),
elle
s’exprime par
et elle a
pour
composantes
suivant
les
trois
axes
(1):
la sommation
étant
étendue
à tous
les
spectrons
contenus dans
l’unité
de volume
(supposée
très
petite)
(2).
Si
l’on
suppose que
le
déplacement
u, v, io
soit le
même
pour
tous
les
spectrons
compris
dans l’unité
de
volume,
on
pourra
écrire,
au
lieu de
(5) :
N
désignant
le
nombre
d’électrons
par
unité
de volume.
Lorsqu’il
n’en est
pas
ainsi,
la
relation
(6)
subsiste
encore,
mais
à
la
condition
d’y
considérer
u, v, ir
comme
la
valeur
moyenne
du
déplacement
00’
pour
tous
les
spectrons
contenus
dans
l’unité
de
volume.
Si
nous
envisageons
maintenant
le
spectron
dans le milieu
maté-
riel dont
il fait
partie,
il
faut tenir
compte
des
actions
qu’il
supporte
de
la
part
des
spectrons qui
l’entourent. Nous
admettrons avec Lo-
rentz
(3) que
la
résultante
de ces actions
sur
l’unité
de
charge posi-
tive
est
proportionnelle
à la
polarisation,
de
sorte
que,
si
l’on
adopte
les
formules
(6),
il
y
aura lieu
d’introduire
dans les
équations
fonda-
(1)
Le
signe -
résulte
de la
convention
par
laquelle
e
représente
la
charge
absolue
de
l’électron.
(2)
Pour
plus
de
généralité,
on
pourrait
définir
la
polarisation
par les
relations :
X, Y,
Z
désignant
les
composantes
du
déplacement
total de
chaque
électron
relativement
au
centre
attirant,
la
sommation
étant alors
étendue
à
tous
les
électrons
contenus dans
l’unité
de volume. Il est aisé de voir
que
cette
définition
revient à
celle
que
nous avons
adoptée.
Pour
s’en
convaincre,
il
suffit
de rem-
placer,
dans
les relations
(5’),
X,
Y,
Z
par
leurs
valeurs
(3)
et
d’observer
que :
1
du moins si l’on admet
que
la valeur
instantanée
de
l’argument
de
révolution.
n’est
pas
soumise
à
d’autre loi
que
celle du
hasard,
lorsqu’on
passe
d’un
~pectron
quelconque
à un
spectron
voisin.
(3)
LORE:B’TZ.
The
of
eleclJ’ons.
p.
131.

872
mentales
(1)
une
force
auxiliaire
(celle
qui
s’exerce
sur
la
charge - e
d’un
électron)
ayant
pour composantes :
cz
désignant
une
constante
positive
à
laquelle
la théorie
assigne,
du
moins
dans
le cas
où
les
spectrons
sont
répartis
suivant
une
loi
cubique
régulière
une valeur
égale
à 1
(1 ).
m
3
Dans
ces
conditions,
les
équations
(2)
subsistent
inaltérées
et
les
équations
(4)
prennent
la
forme (‘-’) :
K’~ t
désignant
un nouveau coefficient
défini
par
La
pulsation
propre
du
spectron
sion :
.
a
donc
pour
expres-
suivant
qu’on
le
considère
isolément ou
dans
le
milieu
dont
il
fait
partie
et l’on
voit
que
ú);
La
rotation orbitale est
donc
ralentie
par
la
présence
du milieu
matériel
entourant
chaque
spectron.
Les
relations
précédentes
peuvent
encore s’écrire :
(1)
LORENTZ,
loc.
cit.,
p.
138.
(9) L’équation
du
mouvement
projeté
suivant
Ox
par
exemple
est
alors,
en
effet :
et
elle
se dédouble
conformément
à
(2)
et
(4~ )
si
l’on considère
la rotation
x, ~,
z
comme
indépendante
du
déplacement
u,
z~,
w.