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Feld und Bewegung einzelner Elektronen 
§ U 
2 • 10 ~ 13 cm finden; er ist in der Tat klein gegen die Impuls 
breite der Röntgenstrahlen. Wir dürfen also ohne Bedenken 
ihrer Theorie die obigen, auf der Annahme der Punktladung 
fußenden, Formeln zugrunde legen. 
Wir setzen voraus, daß die verzögerte Bewegung des Elek 
trons eine geradlinige ist. Dann gilt, für die Intensität der 
unter einem gewissen Azimut rp gegen den Kathodenstrahl 
entsandten Röntgenstrahlung, die auf longitudinale Beschleuni 
gung bezügliche Formel (78). Durch Integration über die Ein 
heitskugel, unter Berücksichtigung der vom Azimut abhängigen 
•Impulsbreite, folgt nach (78 a) 
(83) 
Diese Formel bestimmt die Gesamtenergie der in der Se 
kunde entsandten Bremsstrahlung; der Integrand läßt 
erkennen, in welcher Weise die Energie über die Elemente der 
Einheitskugel verteilt ist; die Verteilung ist natürlich sym 
metrisch zum erregenden Kathodenstrahle. 
Die Wellenstrahlung eines geradlinig gebremsten 
Elektrons ist vollständig polarisiert. Das geht aus 
Gl. (77 b) hervor, der zufolge der elektrische Vektor (S der 
Welle in der durch 91 und ü bestimmten Ebene, und zwar 
senkrecht zum Fahrstrahl r, liegt (vgl. Abb.4, S. 99); da t) und ö 
dem Kathodenstrahl, r dem Röntgenstrahl parallel ist, so ist 
(vgl. Gl. (77 a)) die Ebene durch 91 und ö die durch den er 
regenden Kathodenstrahl und den erregten Röntgenstrahl be 
stimmte; in ihr liegt also der elektrische Vektor (£, der magne 
tische § steht senkrecht auf ihm, und beide sind der Wellen 
front parallel. Nun treten zwar bei der experimentellen Unter 
suchung die Polarisationsverhältnisse nicht rein hervor, weil 
sich der polarisierten Bremsstrahlung, wie in § 3 erwähnt, eine 
unpolarisierte Eigenstrahlung der Antikathode überlagert. Im 
merhin hat sich das Vorhandensein einer partiellen Polarisation 
in dem soeben angegebenenen Sinne feststellen lassen 1 ); die 
1) Zu den experimentellen Forschungsergebnissen vgl. R. Pohl, Die 
Physik der.Röntgenstrahlen. Braunschweig 1912.