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DOC. 4
FOUNDATIONS
OF THERMODYNAMICS
Theorie
der
Grundlagen
der
Thermodynamik.
177
einem anderen Thermometer
a'
im
Falle der
Berührung
eben-
falls
gleichen
Zustand.
Seien ferner
zwei
Systeme
21
und
22
in
Berührung
mit-
einander
und
JS1
außerdem in
Berührung
mit einem Thermo-
meter
(T.
Es
hängt
dann die
Zustandsverteilung
von a
ledig-
lich
von
der
Energie
des
Systems
(221
+
JS2),
bez.
von
der
Größe
h1,2
ab. Denkt
man
sich die
Wechselwirkung
von
21
und
22
unendlich
langsam
abnehmend,
so
ändert sich
dadurch der Ausdruck für die
Energie
H1,2
des
Systems
(E1 +
E2)
nicht, wie
leicht
aus unserer
Definition
von
der
Berührung
und dem im letzten
Paragraphen
aufgestellten
Aus-
druck
fur die
Größe h
zu
ersehen ist. Hat
endlich
die
Wechselwirkung ganz aufgehört,
so
hängt
die Zustandsver-
teilung
von a,
welche sich während
der
Trennung
von
21
und
22
nicht
ändert,
nunmehr
von
21
ab,
also
von
der
Größe
h1;
wobei der Index die
Zugehörigkeit
zum
System
JS1
allein
an-
deuten
soll.
Es ist also:
h1
=
h1
2
•
Durch eine
analoge
Schlußweise
hätte
man
erhalten
können:
h2
=
h12
,
also
h1 =
h2,
oder in Worten:
Trennt
man
zwei
sich berührende
Systeme
JS1
und
2,
welche
ein isoliertes
System
(E1
+
E2)
von
der absoluten
Temperatur
T
bilden,
so
besitzen nach der
Trennung
die
nun-
mehrigen
isolierten
Systeme
J21
und
J2
gleiche Temperatur.
Wir
denken
uns
ein
gegebenes System
mit einem idealen
Gase
in
Berührung.
Dieses Gas sei unter dem
Bilde
der
kinetischen Gastheorie vollkommen
darstellbar.
Als
System
a
betrachten wir ein
einziges einatomiges
Gasmolekül
von
der
Masse
fi,
dessen Zustand durch
seine
rechtwinkligen
Koordi-
naten
x,
y,
z
und die
Geschwindigkeiten
|,
tj, £
vollkommen
bestimmt sei. Wir
erhalten
dann nach
§
3
fur die Wahr-
scheinlichkeit,
daß
die Zustandsvariabeln dieses Moleküles
zwischen
den Grenzen
x
und
x
+ dx
...
£
und
£
+
d£
liegen,
den
bekannten
Maxwellschen
Ausdruck:
[13]
d
W
=
konst.
+ +
.dx
. . .
/£.
Annalen der
Physik.
IV.
Folge.
11.
12