Die tatsächliche Form der Entropiebilanzgleichung des Halbleiters erhält man durch Einsetzen der Kontinuitätsgleichungen (3.22), (3.23) und (3.31) in die Gibbs Fundamentalform (3.35) und einige anschließende Umformungen:
Gl. (3.36) ist die explizite Form des zweiten Hauptsatzes der
Thermodynamik (2.169) für den Halbleiter.
Durch einen Vergleich mit Gl. (2.169)
kann die rechte Seite unmittelbar als Entropieproduktion pro Einheitsvolumen
identifiziert werden.
Der Ausdruck unter dem Divergenzoperator ist die Entropieflußdichte.
Die Definition des Wärmeflusses 
erfolgt in Übereinstimmung
mit Gl. (2.179):
Im Nichtgleichgewicht existiert eine inhomogene Verteilung der
Temperatur und der elektrochemischen Potentiale.
Die Folge davon sind Prozesse, die das Gleichgewicht wieder
herzustellen trachten (Energiefluß, Teilchenfluß).
Nach dem ersten Postulat der irreversiblen Thermodynamik (2.172)
ist die Rate der lokalen Entropieproduktion 
gleich der Produktsumme
thermodynamischer Flüsse 
und konjugierter, treibender,
thermodynamischer Kräfte 
, die den Gradienten der intensiven
Zustandsvariablen proportional sind.
Es ist bemerkenswert, daß es mehrere gleichwertige Formen der
Entropieproduktion mit unterschiedlichen Paaren konjugierter
thermodynamischer Flüsse und treibender Kräfte gibt.
Dabei kann die Entropieflußdichte 
, der
Wärmestrom oder die Gesamtenergiestromdichte 
als
konjugierte Flußdichte auftreten.
Im thermodynamischen Gleichgewicht existieren eine einheitliche, konstante
Temperatur 
und ein einheitliches, konstantes Ferminiveau
.
In diesem Fall verschwindet
die rechte Seite in Gl. (3.36).
Die Entropie bleibt konstant und
die Entropiebilanzgleichung reduziert sich auf eine Erhaltungsgleichung.
Im Nichtgleichgewicht
sind irreversible Prozesse beteiligt und die Entropie im System
nimmt zu.
Die Irreversibilität drückt sich in der Entropiebilanzgleichung
durch die Entropiequelle aus, die entsprechend dem zweiten Hauptsatz der
Thermodynamik nicht negativ werden kann.
