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2 7X t 
gegen x ist. Setzen wir ($ zu A sin ; x sei die Richtung 
des Stromes. Die Bewegungsgleichung des Elektrons ist 
m d 2 x A . 2 n t d x 
— — — = Asm ; — = 
dt 2 x dt 
e A x 2 Tt t , 
— — — cos— f- const. 
m 2 n x 
Ist V — ex die Zeit eines Zusammenstosses, so ist 
[cos 
2 nt 1 
cos 
2 nt 
] 
d x a n.. , . •• d x c A x 
— — 0 für V — ex, also — -zu — — 
d dt m 2 n\ x 
Nun kann t* yariiren zwischen t* — z und t. 
Die Stromstärke zur Zeit t werden wir also bekommen, 
d x 
wenn wir den Mittelwert des Ausdruckes für — bilden, den 
(tt 
man erhält, wenn man in ihm t' zwischen diesen Grenzen 
yariiren lässt. Eine einfache Rechnung ergiebt für diesen 
Mittelwert ( ~ 
( dx\ A e 
dt J m 
X X 
7i A . n Z 
sm sm sm 
m 2n n 2 x 2x V x 2x 
. / 2nt n Z \ 
'in ( — 1 
\ x 2x ) 
Also ist die mittlere Stromdichte j, wenn N die Anzahl Elek- 
tronen im ccm,: 
N e 2 Z 2x 2 . nZ . nZ . . f2nt nZ 
1 — 
m 2 
2 x 2 . nZ .nZ 
7 sm - — sm — — Asm 
n*Z 2 x 2 x 
f 2nt __ nZ\ 
\~V~ ~2x ) 
Wie man sieht, reduziert sichy, wenn x sehr klein gegen 
x ist, auf j — 
Ne^Z 
m 2 
Asin 
2nt 
N e 2 Z 
Die Leitfähigkeit l ist also l = — . Es ist leicht 
m 2 
zu verificieren, dass dieser Ausdruck genau übereinstimmt 
mit dem von Drude (1. c. p. 576) angegebenen. Es bleibt 
also die Stromstärke in der Phase hinter der elektrischen 
Kraft zurück, um so mehr, je näher Z in der Grössenordnung 
an x herankommt. Ausserdem tritt an die Stelle der Leit- 
fähigkeit X für quasistationären Strom jetzt die Grösse 
X 2 f—— sin — — sin ^ welche, wie leicht zu sehen, kleiner 
n 2 Z 2 x 2x 
ist als X. In der That sind ja auch die Abweichungen von 
der Theorie im sichtbaren Gebiet in dem Sinn, als ob X 
