REVUE DES RECUEILS PERIODIQUES 
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culaires, employées couramment dans les théories cinétiques 
de la matière, il put établir une relation mathématique 
entre le moment magnétique, la température absolue, l’in- 
tensité du champ extérieur employé et le moment magné- 
tique maximum de l’état de saturation au zéro absolu. Un 
corps n’étant pratiquement jamais à saturation, le rapport 
du moment magnétique de la molécule-gramme, au moment 
maximum est évidemment toujours inférieur à l’unité ; 
il ne tend vers l’unité que pour les températures très 
basses et les champs très forts (i). Sa loi de variation ne peut 
être explorée actuellement que dans un domaine relative- 
ment restreint de températures et d’intensités de champ. 
Ua théorie prévoit que des données ainsi recueillies on peut 
tirer une expression suffisamment exacte du coefficient d’ai- 
mantation moléculaire (produit de la susceptibilité massi- 
que par la masse moléculaire), en fonction du moment 
magnétique à saturation absolue et de la température. 
Comme le produit du coefficient d’aimantation moléculaire 
par la température (ou constante de Curie) est une donnée 
expérimentale observable aux températures ordinaires, on 
peut en déduire la valeur du moment magnétique molécu- 
laire à saturation au zéro absolu (2). La formule de Lange- 
vin qui exprime ce calcul est généralement applicable aux 
gaz et aux solutions paramagnétiques, où les conditions 
de mobilité des aimants élémentaires sont suffisamment 
(1) Soit <T le moment magnétique de la molécule-gramme, et 
<J 0 ce moment magnétique à saturation absolue, R la constante 
(T H 
moléculaire des gaz parfaits. Posons a = . et représentons 
nd n—a 
par cotha la cotangente hyperbolique de a, cotha =- 
+ * 
On a : 
= coth a - 
(2) 
il) 
0 2 
or JKbT = C'« ; donc : CT o = y'3 RC m . 
3Ki 
Cette formule est applicable au cas des aimants moléculaires 
rigides et mobiles en tous sens. Si l’on suppose des aimants défor- 
mables, le facteur 3 est à remplacer par d’autres plus complexes. 
