关于布朗运动的理论(爱因斯坦)

关于布朗运动的理论

爱因斯坦

1905年12月

在我的论文《热的分子［运动］论所要求的[静］液体中悬浮粒子的运动》发表后不久，（耶那的）西登托普夫（Siedentopf）告诉我：他和别的一些物理学家——首先是（里昂的）古伊（Gouy ）教授先生一一通过直接的观测而得到这样的信念，认为所谓布朗运动是由液体分子的不规则的热运动所引起的。不仅是布朗运动的性质，而且粒子所经历路程的数量级，也都完全符合这个理论的结果。我不想在这里把那些可供我使用的稀少的实验资料去同这个理论的结果进行比较，而把这种比较让给那些丛实验方面掌握这个问题的人去做。

下面的论文是要对我的上述论文中某些论点作些补充。对悬浮粒子是球形的这种最简单的特殊情况，我们在这里不仅要推导出悬浮粒子的平移运动，而且还要推导出它们的旋转运动。我们还要进一步指明，要使那篇论文中所给出的结果保持正确，观测时间最短能短到怎样程度。

要推导这些结果，我们在这里要用一种此较一般的方法，这部分地是为了要说明布朗运动同热的分子［运动］论的基础有怎样的关系，部分地是为了能够通过统一的研究展开平动公式和转动公式。因此，假设α是一个处于温度平衡的物理体系的一个可量度的参数，并且假定这个体系对于α的每一个（可能的）值都是处在所谓随遇平衡中。，

按照把热同别种能量在原则上区别开的古典热力学，α不能自动改变；按照热的分子〔运动］论，却不然。下面我们要研究，按照后一理论所发生的这种改变必须遵循怎么样的定律。然后我们必须把这些定律用于下列特殊情况：——

1、 α是（不受重力的作用的）均匀液体中一个球形悬浮粒子的重心的 X 坐标。

2、α是确定一个球形粒子位置的旋转角，这个粒子是悬浮在液体中的，可绕直径转动。

§1、热力学平衡的一个情况

假设有一物理体系放在绝对温度为 T 的环境里，这个体系同周围环境有热交换，并且处干温度平衡状态中。这个体系因而也具有绝对温度T ，而且依据热的分子［运动］论，它可由状态变数p p n 1完全地确定下来。在所考查的这个特殊情况中，构成这一特殊体系的所有原子的坐标和速度分量可以被选来作为状态变数p p n 1。

对于状态变数p p n 1在偶然选定的一个时刻处于一个 n 重的

无限小区域（p p n d d 1）中的几率，下列方程成立——

（1） p p e n E RT N d d C dw 1-=

次处C 是一个常数，R 是气体方程的普适常数，N 是一个克分子中实际分子的数目，而E 是能量。假设α是这个体系的可以量度的参数，并且假设每一组值p p n 1都对应一个确定的α值，我们要用

αAd 来表示在偶然选定的一个时刻参数α的值处在α和ααd +之间的几率。于是

（2） ⎰-=ααd n E RT N p p e d d C Ad 1

只要右边的积分是遍及状态数值的一切组合，而这些状态变数的α值是处于α和ααd +之间的。

我们要限于这样的情况，从问题的性质立即可以明白，在这种情况中，α的一切（可能的）值的都具有同一几率（分布）；因此，那里的量A 同α无关。

现在设有第二个物理体系，它所不同于前面所考查的体系的，仅仅在于有一个只是同α有关，而具有势()αΦ的力作用在这体系上。如果E 是刚才所考查的体系的能量，那么现在所考查的这个体系的能量就是Φ+E ，由此我们得到一个类似于方程（1）的关系式：

()p p e n

E RT N d d C dW 1``Φ+-= 由此推导出，对于在一个偶然选定的时刻α的值处于α和ααd +之间的几率dW ,有一个类似于方程（2）的关系式：

（Ⅰ） ()α

αd A Ad C

C d d C dW e e p p e

RT N RT N n E RT N Φ-Φ-Φ+-===⎰```1 此处A`是同α无关的。

这个关系式是热的分子〔运动〕论所特有的，它同玻耳效曼在他研究气体理论时一再使用的指数定律完全相符。它解释了，当受到恒定的外力作用时，一个体系的参数，由于分子的不规则运动的结果，同那个对应于稳定平衡的值会有多大程度的出入。

§2 应用§1中所推得方程的实例

我们考查这样一个物体，它的重心能够沿着一条直线（一个坐标系的X 轴）运动。假设这个物体是被一种气体包围着，并且达到了热平衡和机械平衡。按照分子理论，由于分子碰憧不匀等，这个物体会以一种不规则的方式沿着直线作向后和向前运动，使得在这种运动中，直线上没有一个点是受到特殊看待的——假定在这条直线的方向上，除了分子的碰幢力以外，再没有别的力作用在这个物体上。重心的横坐标x 因而是这个体系的一个参数，它具有前面对参数α所假定的那些性质。

我们现在要引进一个在这条直线方向上作用于该物体的力Mx K -=。那么，按照分子理论，这个物体的重心又会进行一种并不远离0=x 这个点的不规则运动；可是按照古典热力学，它却必须静止在点0=x 上。按照分子理沦（公式（I )) ,

dx x A dW e M RT N 22`-=

等于在一个偶然选定的时刻坐标x 的值处于x 和dx x +之间的几率。由此，我们求出重心点0=x 的平衡距离——

NM RT dx x A dx x A e e x x

M RT N M RT N ==⎰⎰∞+∞--∞+∞--222222`` 为了使x 2大到足以能够观测到，确立这个物体的平衡位置的力必须非常小。如果我们设观测的下限为104

2-=x 厘米；那么，对于

︒=300T ，我们就得到105

.5-⨯≈M 。为了使这个物体所进行的振动在显微镜下可以观测，那么当伸长是1厘米时，作用在该物体上的力不可超过百万分之五达因。

我们还要把一种理论上的考查同已推导出来的方程联系起来。假设所讨论的物休带有一个分布在很小空间中的电荷，而且包围这个物体的气体是如此稀薄，以致这个物体作出的正弦振动由于周围气体的存在只有轻微的变动。此外这个物体向空间辐射电波，并且从周围空间的辐射中收到能量；因此它促成在辐射同气体之间的能量交换。我们能够推导出一个看来是适用于长波和高温的温度辐射的极限定律，只要我们提出这样的条件，使所考查的物体所发射的辐射平均起来正好同它吸收的辐射一样多。这样我们就得到下列对应于振动数ν的辐射密度ρν的公式：

T N R c 32

8νρ

πν= 此处c 表示光速。 对于小的频率和高的温度，普朗克先生提出的辐射公式就转换成这个公式。 N 这个量能够从这极限定律中的系数确定出来，这样我们就得到了普朗克关于基本常数的确定。我们以上述方式得到的并不是真正的辐射定律，而只是一个极限定律，这一事实的缘由，依我看来是在于我们物理概念的根本不完备性。

我们现在还要用公式（Ⅰ）来决定一个悬浮粒子必须小到怎样的程度才能使它不顾重力的作用而持久地悬浮着。对此我们不妨限于粒子的比重比液体大的情况，因为相反的情况是完全类似的。