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Feld und Beweg-uncr einzelner Elektronen 
§ 14 
die Ausführung der Integration nach ß ergibt 
ö | j d co sin" cp / 1 
C^ J 4 cos qp \(1—ßc 
(83a) -dW- 
e* \ Ö 
4 JEC 2 
cos cp) 4 
1 
Hier gibt der Integrand die Verteilung der Intensität der 
gesamten Brems Strahlung über die Einheitskugel an, und läßt 
die mit wachsendem ß steigende Dissymmetrie erkennen. 
Die experimentelle Prüfung dieser Formel begegnet der Schwie 
rigkeit, daß sich der dissymmetrischen Bremsstrahlung die all 
seitig gleichmäßig verteilte Eigenstrahlung der Antikathode 
überlagert. Doch gibt, wie erwähnt, die Polarisation der Ge 
samtstrahlung ein Maß für den Anteil der Bremsstrahlung; 
auf Grund der diesbezüglichen Messungen von Baßler konnte 
Sommerfeld die Brauchbarkeit der Formel (83a) zur Berech 
nung der Dissymmetrie der Gesamtstrahlung erweisen. 
Wird ein Elektron nicht gebremst, sondern fortgeschleudert, 
so muß nach den oben abgeleiteten Formeln eine Dissymmetrie 
von gleichem Sinne, d. h. unter Vorwiegen der im Sinne der 
Elektronengeschwindigkeit entsandten Wellenstrahlung, eintre- 
ten. Je größer die beim Fortschleudern erreichte Geschwindig 
keit ist, um so mehr wird sich das Intensitätsmaximum der 
Geraden nähern, längs deren das Elektron fliegt. Kommt die 
Geschwindigkeit des Elektrons der Lichtgeschwindigkeit nahe, 
so ist fast die ganze Energie der entsandten Wellenstrahlung 
in einem Ringe enthalten, der, sich allmählich erweiternd, längs 
eines zum erregenden Konvektionsstrahl symmetrischen Kegels 
fortschreitet. Für den Fall, daß die erreichte Geschwindigkeit 
des Elektrons um 0,1 c bzw. 0,01 c hinter der Lichtgeschwin 
digkeit zurückbleibt, erhält A. Sommerfeld 1 ) als Offnungswinkel 
des Kegels 15° bzw. 5°. Hier weicht also die Intensitätsver 
teilung wesentlich von der sonst bei Wellenstrahlung statt 
findenden ab, und nähert sich einer Struktur, welche mehr den 
Vorstellungen der Newtonschen Emissionstheorie, als denen der 
Undulationstheorie entspricht. 
1) A. Sommerfeld, Münchener Ber. S. 1 (1911).