Der Beitrag der Ladungsträger zur gesamten Entropiedichte ist im unteren
Temperaturbereich vernachlässigbar,
bezogen auf die Debyetemperatur, die für Silizium 645 Kelvin beträgt
[109].
Die Entropie des Gitters dominiert sogar im oberen Temperaturbereich.
Betrachtet man die Entropiedichte näherungsweise als unabhängig von
den Ladungsträgerkonzentrationen 
, verschwinden die beiden letzten
Terme in Gleichung (3.62).
In diesem Fall ist die zeitliche Änderung der Entropie der zeitlichen
Änderung der Temperatur proportional.
Die Wärmeflußgleichung (3.55) nimmt dann folgende endgültige Form
an:
Die Boltzmannstatistik (2.68), (2.69) erlaubt die
Darstellung der Quasifermipotentiale als Zustandsfunktionen
des elektrischen Potentials, der
Ladungsträgerkonzentrationen und der Temperatur
, 
.
Entwickelt man die Gradienten der Quasifermipotentiale, erhält man unter
Berücksichtigung folgender Ableitungen
die Ladungsträgerstromdichten als Funktionen von
, 
bzw. 
und 
:
, 
werden als effektive thermoelektrische Kräfte
bezeichnet.
Sie stellen die transformierten thermoelektrischen Kräfte beim Übergang
auf den in Gl. (3.71), (3.72)
verwendeten Satz der treibenden Kräfte dar.
, haben folgende Form:
Es ist zu beachten, daß die Ableitungen der Quasifermipotentiale
nach der Temperatur in der Form (3.67) bzw. (3.70)
nur gültig sind,
wenn die Dopanden vollständig ionisiert sind (
).
Der letzte Beitrag in Gl. (3.67) bzw. (3.70) rührt von
der Temperaturabhängigkeit der effektiven Zustandsdichten
(2.55), (2.56) her.
Im stationären Fall kann die Divergenz der Elektronen- bzw.
Löcherstromdichten durch die Rekombinationsrate ausgedrückt
werden.
Die Wärmegeneration 
, d.h. die rechte Seite der
Wärmeflußgleichung (3.64) hat dann folgende Gestalt
[107], [108], [200], [204], [205]:
Gl. (3.75) wird als quasistationäre Näherung auch bei transienten elektrothermischen Simulationen verwendet [108], [204].
