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Ann. d. Phys. 80. S. 109 - 136. 1926. Die letztgenannte Arbeit genügt zum Verständnis des Folgenden.
E. Fermi, Ztschr. f. Phys. 48. S. 73 - 79. 1928 aufgedeckte Anwendbarkeit auch auf die gebundenen Elektronen schwerer Atome. Vgl. auch im folgenden § 6 die Anmerkung zu Gleichung (12).
kürzer und etwas allgemeiner: Ann. d. Phys. (4) 80. S. 114 - 117. 1926 gegeben. Der genannte Mittelwert ist dort mit s'-μ0" bezeichnet, im folgenden mit (s'.
p914_1) E. Fermi, Ztschr. f. Phys. 36. S. 902. 1926.
p914_2) Erwin Schrödinger, Ann. d. Phys. (4) 81. S. 109 - 139. 1926.
p914_3) A. Sommerfeld, Ztschr. f. Phys. 47. S. 1 - 32. 1928.
p914_4) William V. Houston, Ztschr. f. Phys. 48. S. 449 - 468. 1928;
p914_5) Verf., Ann. d. Phys. 74. S. 189 - 215 u. S. 405 - 444. 1924;
p915_1) Die nach Fermi berechnete Geschwindigkeitsverteilung der freien Elektronen ergibt im Gegensatz zur Maxwellschen keine merkliche Abhängigkeit der kinetischen Energie der Elektronen von der Temperatur; vgl. A. Sommerfeld, a. a. O., S. 16.
p916_1) P. Ehrenfest, Ztschr. f. Phys. 45. S. 455. 1927.
p916_2) Die Ladungsverteilung einer voll besetzten Elektronenschale ist hiernach erst im Zeitmittel ganz kugelsymmetrisch, aber das genügt offensichtlich, um das Fehlen beobachtbarer Richtungseffekte zu erklären. Ebenso ist das von Hrn. A. Unsöld, Ztschr. f. Phys. 43. S. 563. 1927 bestimmte Gleichgewicht eines Ions in der Elektronenwolke eines Atoms nicht davon abhängig, ob die Wolke aus stetig verteilter Ladung oder aus einzelnen Elektronen besteht, abgesehen von kleinen Schwankungen, die im letzten Falle das abwechselnd nach verschiedenen Richtungen von den vorbeifliegenden Elektronen gezogene, verhältnismäßig sehr träge, Ion ausführen müßte.
p918_1) Der Beweis dieses Satzes ist vom Verfasser in Ann. d. Phys. (4) 74. S. 409 - 427. 1924 und
p918_2) E. Schrödinger, Ann. d. Phys. (4) 81. S. 112. Gl. (4"). 1926.
p923_1) Für die Fermische Statistik sprechen außer der bereits in der Einleitung erwähnten Unabhängigkeit der kinetischen Energie der Elektronen von der Temperatur die von W. Pauli jr., Ztschr. f. Phys. 41. S. 81 - 102. 1926 gegebene Deutung des temperaturunabhängigen Paramagnetismus bei Metallen und schließlich ihre kürzlich von
p926_1) Daß die Gleichung (14) als Anfangsbedingung für die Wellenfunktion, also ohne die zeitliche Mittlung rechts, bei beliebigem Verteilungsgesetz der Nr mit der Wellengleichung (1) vereinbar ist, ersieht man leicht aus der Form von (1). (Vgl. auch P. Ehrenfest u. G. E. Uhlenbeck, Ztschr. f. Phys. 41. S. 24 - 26. 1927.) Dagegen ist die wichtigere Frage, ob nach der Wellengleichung die Fermische Verteilung als mittlerer Zustand dauernd bestehen kann, erst noch zu entscheiden.
p927_2) Verf., Ann. d. Phys. (4) 80. S. 119 ff. 1926. Die obere Grenze für die Stärke der ungeordneten magnetischen Molekularfelder erhöht sich infolge der nach Fermi anzunehmenden größeren Elektronengeschwindigkeit sogar beträchtlich. Auch die Kräfte auf die magnetischen Dipolmomente der Elektronen ergeben nach der gewöhnlichen Mechanik im Mittel keinen Beitrag zu s', wie man leicht einsieht.
p928_1) Dafür ist wesentlich, daß die Geschwindigkeitsverteilung (12) bei einer zufällig entstandenen Strömung wieder von derselben Form ist, wie wenn ein homogenes elektrisches Feld während einer Zeit dt auf die Elektronen gewirkt hätte. Vgl. Verf., Ann. d. Phys. 80. S. 128 ff. 1926.
p928_2) A. a. O., S. 125 ff.
vgl. auch. J. Frenkel, Ztschr. f. Phys. 47. S. 819 - 834. 1928.
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