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E. Loh r. 



Bemerkt sei noch, daß die spezifische Wärme jetzt nicht mehi' durch 



8?7 

 8 T 



sondern durch 



8[7 r 



1- — 



8 T 2 



e-^ 



82 p 



8 72 



"-e + nt.^^.m 



3 72 



gegeben ist; solange dieser Ausdruck positiv ist, wird auch -S mit zunehmender Temperatur wachsen, 

 gleichgültig ob 



e« — ^-e- 

 372 



■m 



32 



[Ao 



8 T- 



nt 



für sich allein positiv ist oder nicht. Nun überlegt man leicht, daß in praktisch realisierbaren Fällen das 

 zweite Glied dem ersten gegenüber klein bleibt (Wärmeäquivalent der Arbeitseinheit). Unsere oben durch- 

 geführten Untersuchungen haben demgemäß eigentlich nur theoretische Bedeutung. 



Wir haben somit das Entropieprinzip aus dem in diesem Abschnitte gegebenen Gleichungssysteme 

 wieder reinlich deduziert. Ich darf vielleicht erwähnen, daß, so verhältnismäßig einfach und glatt die Sache 

 jetzt aussieht, mir doch gerade in diesem Falle die gleichzeitige Anpassung der Gleichungen an das 

 Energieprinzip, das Entropieprinzip und alle übrigen Anforderungen der Erfahrung, zunächst große 

 Schwierigkeiten machte. Gerade die zahlreichen, in verschiedenster Richtung geführten, fehlgeschlagenen 

 Versuche berechtigen aber auch zu der Überzeugung, daß den nunmehi' gefundenen, Elektrol3'se und 

 Diffusion beherrschenden Gliedein ein hoher Grad von Sicherheit zukommt. 



Wir wenden uns jetzt den aus diesen Gliedern sich ergebenden Folgerungen zu. 



14. Durchrechnung der Aufgabe. 



Im Folgenden beschränken wir uns auf relativ langsam verlaufende Vorgänge, auf ixihende, isotrope 

 Medien und setzen Yq die metallische Leitfähigkeit praktisch gleich Null. Ferner halten wir uns bezüglich 

 der Größenordnungen der Materialkonstanten an die, in den früher zitierten Ai^beiten getroffenen Ver- 

 fügungen. 



Dementsprechend dürfen wir für langsam verlaufende Vorgänge die Fluxionsglieder in den 

 Gleichungen II &), III Z?), IV Z7) vernachlässigen und ebenso die mit den äußerst kleinen Faktoren i',., r'x, 

 w.^,w',. behafteten Glieder, welche nur dann eine Rolle spielen, wenn sie sich mit den sehr großen, hier 

 aber durch li ^ ausgeschalteten Materialkonstanten «, ;/' zu Produkten vereinigen. 



Mit Berücksichtigung dieser Voraussetzungen erhält man aus \\\V): 



£ = i-{f'[/?V7x/-a, div(.£„c)/J-.s[Ä'V7x/-&, div (s« e)/|} 

 jl = ^{f [/f/V7x/-&3 div (£oe)/j-l-.s[/;V7x/-fl3 div (s„c)/J} 



256) 



ausIVZ;): 



Tv.= — {j'i[i/.(\7(7P.,):t^v.Ae)x /-*(?, div (s„ e)/-^.. (V;ni~in;V)] 



-s J//i (V (7P.,) q= V., A e) X / - U,. div (So c) /- /. (V . 111 - m ; V)]} 257) 



L 



wobei: 



{y^ [m. (V (7P,.) ^^ v.. A e) x I-lU div {z, e) /-/., (V;m-mr V)] 



-z., \H., (V (7P,) + V.. A e) x I-Kz div {z, e) I-K (Vrnt-nt: V)l} 

 1 



D = 



52+pp' 

 1 



-1+yy.yr. 



258) 



