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Feld und Bewegung einzelner Elektronen 
§ 13 
Da andererseits, nach. (73 b), der magnetische Vektor § auf 
r und ($ senkrecht steht, so folgt: in der Wellenzone 
stellen (£, £ und x ein System dreier wechselseitig 
aufeinander senkrechter Richtungen dar; der elek 
trische Vektor ist dem Betrage nach dem magnetischen 
gleich. Der Strahlvektor 
(74a) ® = 
weist parallel dem von der Punktladung E' aus ge 
zogenen Fahrstrahl. 
Es liegen demnach hier durchaus dieselben Verhältnisse vor 
wie in der Wellenzone eines ruhenden Dipols (vgl. § 9). Die 
jetzt erhaltenen Formeln müssen natürlich bei langsamer Be 
wegung des Elektrons in die damals aufgestellten Formeln 
übergehen. Das trifft in der Tat zu; denn nehmen wir 1t) J klein 
ct' 
gegen c an und setzen demgemäß = 1, so ergibt (74) den 
selben Ausdruck von (£, welcher dort aus (54a, b) folgte; nur 
das Vorzeichen ist verschieden, weil wir dort die Ladung gleich 
— e, hier gleich e gesetzt haben, ohne das Vorzeichen von e zu 
berücksichtigen. Die nunmehr gewonnenen allgemeinen Formeln 
für die Feldstärken der entsandten Wellen unterliegen nicht 
den Einschränkungen, unter denen wir das Problem der Licht 
strahlung behandelten. Die hier abgeleiteten Relationen 
bestimmen die Wellenstrahlung, die von einem be 
schleunigten Elektron ausgesandt wird, auch dann, 
wenn die Geschwindigkeit des Elektrons von der Ord 
nung der Lichtgeschwindigkeit wird. Nur die Überlicht 
geschwindigkeit, die unmittelbare Nachbarschaft der Lichtge 
schwindigkeit, sowie der Fall einer außerordentlich raschen, 
stoßartigen Geschwindigkeitsänderung sind durch die Bedingung 
(63 b), die allen unseren Entwickelungen zugrunde liegt, aus 
geschlossen. In den beiden nächsten Paragraphen werden wir 
weitere Folgerungen aus unseren Resultaten ableiten. Wir wer 
den die gesamte Energie und Bewegungsgröße berechnen, die 
von einer rasch bewegten Punktladung ausgestrahlt wird, und