1 8 6 D O C U M E N T 1 0 3 N O V E M B E R 1 9 2 5 Die ersten drei Glieder stimmen, bis auf das berüchtigte worüber Planck sagen würde, daß wir zu Unrecht das Gewicht jedes „Zustandes“ gleich N! gesetzt haben, wir hätten es = l setzen sollen (in der ersten Formel dieses Briefes N! fortlassen).[6] Nun zu . Ich will setzen Dann mißt die auf Entartung beruhende Energieabweichung, die Druckabweichung. Es ist also Ich will die relativen Abweichungen haben, dividiere also durch bezw. . Ich finde Zunächst sieht man, daß für diese Korrektionen ganz verschwin- dend klein sind. Ich finde da (XX) Das ist höchstens von der Größenordnung . Betrachtet man nun allgemein das , d. i. die { } in (X), so sieht man, daß das Integral explosionsartig von sehr kleinen Werten auf nahe l springt, wenn β den Wert l passiert. Das ϑ-Glied hingegen bleibt dauernd klein, es überschreitet nie die Größenordnung , wenn es auch bei eine sehr scharfe Spitze hat. sinkt also bei sehr plötzlich von l auf ganz kleine Werte.[7] Ich dachte anfangs, dieses plötzliche Variieren von deute auf ein sehr plötzliches Einsetzen einer starken Entartung. Das ist aber vielleicht nicht der Fall. Denn wenn das besagte Variieren auch in einem winzigen Temperaturbereich statt- findet, so hat der kritische β-Bereich doch die Größenordnung , und da die Rlg© N·, e¹ --- - § klgf(β) klgf(β) ΔΨ = T2 ∂ΔΨ ∂T ----------- T----------- ∂ΔΨ ∂V ΔE k----------- f ′ β) ( f(β) - T2----- β∂ ∂T - ⋅ = Δp k----------- f ′ β) ( f(β) - T------ β∂ ∂V ⋅ = E 3RT 2 ---------- = p RT- V ------ = ΔE E ------- Δp p ------ - β N --- - f ( f(β) -----------)β′ - – = = β l « =------¹ 3N· 2 - © § f ′ β) ( f(β) ----------- - f′ β) ( ϑ------------------ βl 1– e–β l 1– ( )! - 1 ϑ)------------· – ( βle–β l! + © ¹ –§ = = 1 l ----- f(β) 0 β ³ 1 l ----- β l = f(β) β l = f(β) l