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Die Wellenstrahlung einer bewegten Punktladung 
rechnung der Bewegung eines Elektrons bei gegebener Kraft 
erst im nächsten Kapitel die Hilfsmittel gewinnen. Dort werden 
wir auf die Grundgleicbungen (I) bis (V) zurückgehen, und in 
einfachen Fällen näherungsweise gültige Lösungen derselben 
ermitteln. Solange uns die Lösung des „Einelektronproblemes“ 
noch unbekannt ist, kann uns das Gesetz der elementaren elektro 
dynamischen Kraft nur von geringem Nutzen sein. Es bestimmt 
zwar die Kraft, aber nicht die Bewegung, welche sich die beiden 
Elektronen gegenseitig mitteilen; es führt nicht einmal zur Aufstel 
lung der Differentialgleichungen des „Zweielektronenproblems“. 
In der Wellenzone, wo die Feldstärken umgekehrt propor 
tional der Entfernung r abnehmen, vereinfachen sich die Aus 
drücke (73) der Vektoren 6, £>. Es wird, gemäß (72 c) 
Nach (73a) ist (r9t) = r 2 — (ür) ^- = r 2 [ 1 — -^) 
mithin, in Folge von (701) (91 r) = r 2 • 
Demnach können wir schreiben 
« = Gi) s {—»(*«>+«(»*)} 
oder nach Regel (ß) der Formelzusammenstellung in Bd. I 
(74) 
In der Wellenzone steht, nach (74), der elektrische 
Vektor senkrecht auf dem Fahrstrahl x, der von dem 
Orte E' des Entsendens aus gezogen ist. Er liegt in 
der Ebene der Vektoren 91 und ü. 
Da andererseits, nach (73 b), der magnetische Vektor § auf 
X und (£ senkrecht steht, so folgt: in der Wellenzone 
stellen (5, § und r ein System dreier wechselseitig 
aufeinander senkrechter Richtungen dar; der elek 
trische Vektor ist dem Betrage nach dem magnetischen 
gleich. Der Strahlvektor