360 Sitzung der physikalisch-mathematischen Classe vom 3. April 1913. 
der in der Zeit r von den ÖOszillatoren N/dv mit einer Geschwindig- 
keit zwischen g und g+.dg emittierten Elektronen. Durch Integra- 
tion über v von 0 bis oo erhält man hieraus die Gesamtzahl der hinzu- 
kommenden freien Elektronen zwischen g und g-+ dg, und durch Gleich- 
setzung mit (21) die Bedingung des stationären Zustandes: 
aN, Fi 2er #g EN; 
Te [mr =. " 
0 0 
$6. Zusammenstellung der Gleichgewichtsbedingungen. 
Die für den stationären Zustand notwendigen und hinreichenden 
Bedingungen werden durch die drei Gleichungen (16), (20) und (24) 
dargestellt. Wir wollen dieselben nun in geeigneter Weise kombinieren. 
Wenn man aus (16) den Wert von N’ entnimmt und ihn in (24) 
einsetzt, so erhält man: 
fra ie + U mie f mn. 
Diese Gleichung gilt für jede beliebig angenommene Zahl und Art der 
Öszillatoren, also auch, wenn N” nur für eine bestimmte Schwingungs- 
zahl v von Null verschieden, für alle übrigen gleich Null ist. Daraus 
folgt, daß für jeden Wert von v und g der Ausdruck in der Klammer 
verschwindet, oder: 
ug? 
—1)Ing- Cam - dv. (24) 
ug? 
N=0:.2.5Ww, (25) 
wobei C nicht von gq abhAugt, 20 die freien Elektronen gilt also das 
Maxweıısche Gesch tz. Der Wert von C läßt 
sich ausdrücken durch die Gesamtzahl Ser freien Elektronen: 
N = | Mag = 0. (- > u) 
4 uing 
0 
‚ 2ing 
N — m - ne ER (26) 
Vr 2hv 
Jetzt wollen wir die Temperatur T einführen. Das kann auf zwei ver- 
schiedene Arten geschehen. Entweder können wir die Temperatur 
definieren durch die mittlere kinetische Energie der freien Elektronen 
und daraus das Gesetz der Energieverteilung im Spektrum der schwarzen 
Strahlung ableiten, oder wir können umgekehrt die Temperatur definieren 
