85.

Volviendo ahora a la discusión de la [sect:73.] secc. 73, introducimos el supuesto de que al principio la distribución espectral de la energía es la normal, correspondiente a la radiación del cuerpo negro. Entonces, de acuerdo con la ley allí demostrada, la radiación conserva esta propiedad sin cambios durante un cambio de volumen adiabático reversible y las leyes derivadas en la [sect:68.] secc. 68 son válidas para el proceso. La radiación posee entonces en cada estado una temperatura definida $T$, que depende del volumen $V$ según la ecuación derivada en dicho párrafo, $T^{3}V=\text{const}.=T^{\prime 3}{V}^{\prime }.\mathrm{\backslash Label}[eqn](100)\text{upshape (100)}$ Por consiguiente, ahora podemos escribir la ecuación [eqn:(99)] (99) de la siguiente manera: $𝗎={\nu }^3\varphi \left(\frac{{\nu }^3}{T^3}\right)$ o $𝗎={\nu }^3\varphi \left(\frac{T}{\nu }\right).$ Por lo tanto, si para una sola temperatura se conoce la distribución espectral de la radiación del cuerpo negro, es decir, $𝗎$ como función de $\nu$, se puede deducir de ella la dependencia de la función $\varphi$ respecto a su argumento y, por tanto, la distribución espectral para cualquier otra temperatura.

Si tenemos también en cuenta la ley demostrada en la [sect:47.] sec. 47, de que, para la radiación negra de una temperatura definida, el producto $𝗎q^3$ tiene el mismo valor para todos los medios, podemos escribir asimismo $𝗎=\frac{{\nu }^3}{c^3}F\left(\frac{T}{\nu }\right)\mathrm{\backslash Label}[eqn](101)\text{upshape (101)}$ donde ahora la función $F$ ya no contiene la velocidad de propagación.