1308 



Is daarentegen n dicht bij 0, d. vv. z. a zeer veel grooter dan 5 

 (zeer groote attraetiesfeer), dan nadert Bg 2 tg tot ] ) 1 / 4 ji 2 — Jrn > der- 

 halve a, tot ou X - X t^ 3 = o°- Thans ligt x^ in tusschen 1 — ri 1 = ± 1 



bij hooge temperaturen en (0) bij lage temperaturen,' zoodat bij 

 hooge temperaturen zal inliggen tusschen ± 0° en 90°, en bij lage 

 temperaturen tusschen (90°) en 90°. Thans is de grenswaarde van 

 (p dicht bij 00, d. w. z. 1\ dicht bij 0, zoodat het geldige tempera- 

 tuurinlerval in dit geval zeer groot is. Dat & l thans oneindig wordt, 

 behoeft ons niet te verwonderen, want ter verkrijging van een eindige 

 waarde dient F(r) veel sterker af te nemen met r dan met onze 

 aanname (8) — nl. omgekeerd evenredig met r 2 — het geval is. 

 Deze aanname geldt trouwens slechts voor niet te groote waarden 

 van a: s. 



$ XVII. Berekening van (a,^. 



Thans moeten wij de tweede integratie in (7 a ) uitvoeren. Deze 

 heeft dus betrekking op alle moleculen welke tot botsing komen, 

 daar 6 nu kleiner dan de grenshoek 8 blijft. Zij moet in twee 

 tempo's worden uitgevoerd, nl. van x (= cos 6) = p tot x = x t , en 

 van x = 1 {6 =0) tot x = p. Immers in de algemeene integraal 

 t.o.v. r (zie § XVI), nl. 



ƒ; 



dr 



r^p'r'-o' (p'— cos 2 6) 



s 



zal in het eerste geval p' — cos 3 6 = p* — x* positief zijn, in het 

 tweede geval daarentegen negatief. Het eerste tempo geeft dus aan- 

 leiding tot een Bgtg., het tweede tot een log. Het eerste tempo 

 levert, geïntegreerd t. o. v. r: 



= ( B g tg ï/ P^-'W-^ Y 



1 



a V p* — # 5 



P 

 a 



x l/V -x*~\ 



Bg tg — Bg tg — , 



Vtf-x* V 



wijl p' 1 ) = #„' is (zie § XVI). Wij hebben derhalve 



V\ — n 2 1 



i) Immers Bgtg - - = Bgtg - = Bg cot n = \ a—n, derhalve BgHg = 



= £ jx 3 — nn. 



