478 W. Matthies. 



Der Einfluss des Beschleunigungs'termes gegenüber demjenigen 

 der Diffusion bleibt unter allen Umständen klein, wie aus dem fol- 

 genden folgt. Nach (12)a ist nämlich : 



dE dE _ Nev {±n jfm 2 2 _ 3 m 2 



X ' '~dx '' ' dx~ ~ RTe i ev{±nj? U ~ ~ 7? 



wo c 2 das mittlere Geschwindigkeitsquadrat der Wärmeibewegung, 

 u 2 dasjenige der geordneten Ionenströmung ist. Nach Voraussetzung 

 (3) ist also im Gültigkeitsbereich der vorstehenden Differential- 

 gleichungen obiger Quotient stets als wesentlich klein gegenüber der 

 Einheit zu betrachten. Nur für den Fall, dass : 



Ncv \dx) 2 



wird, würde praktisch der Einfluss des Beschleunigungstermes gegen- 

 über den andern Gliedern bemerkbar werden. 



Da nun bei von Null verschiedenem j im ganzen Felde sicher 

 nirgends E ' verschwinden kann, für den Grenzfall x — >- (kleine 

 Stromdichte und kleine Trägheitsmasse der Ionen, vergl. § 3, 14) das 

 Feld durch 



*-(*-! -^)-o 



also wegen 

 durch : 



E' * 



*-|-/y«-o 



approximiert wird d. h. durch die erste Annäherung des Lösungs- 

 systems II, ist es gerechtfertigt, als physikalische Lösung das 

 System II durchweg zu betrachten. 



Wir befassen uns daher im nachfolgenden nur mit dem 

 Lösungssystem II. 



Das Feldintegral (32) repräsentiert bei bekannten Werten der die 

 Strömung als solche bestimmenden stets positiven Parametern %, 

 D/k, ip eine zweifach unendliche Kurvenschar : 



F{E,x,C u C 2 ) = 



im E — ^-Diagramm, bezw. eine einfach unendliche Kurvenschar : 



FMyiCz) = o 



im E — ^/-Diagramm (vergl. hierzu Fig. 1 ). 



