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A. Sommerfeld 
bei ungestörter Bewegung zur Zeit t einnehmen würde. Die 
Figur ist für ß‘ = gezeichnet. An der Stelle größter Kon- 
zentration der Felder ist auch die Stärke des Röntgenimpulses 
am größten. Man sieht daher, daß bei ß' = f das Maximum 
schon recht unsymmetrisch liegt. Diese Unsymmetrie wird in 
unsrer Formel (2) durch den Xenner bedingt, dessen kleinster 
Wert bei cp = 0 liegt. 
Der Energiefluß während der ganzen Beschleunigungszeit 
wird durch Integration nach der Zeit, aber nicht der Abgangs- 
zeit t\ sondern der Ankunftszeit t , gewonnen: 
® = §&‘dt. 
Zwischen dt und dt' besteht die bekannte Beziehung: 
(3) dt = ( 1 — ß‘ cos cp) dt' . 
Es ist nämlich (vgl. Figur 1) der Unterschied der Licht- 
wege 0' P und 0" P nach einem beliebigen Aufpunkte P der 
Wellenzone einerseits gleich 
c (t — t ‘ ) — c(t -{- dt — t‘ — dt') — c(dt‘ — dt), 
andrerseits gleich 
OQ = cos cp 0' 0“ = cos cp ß' cd t‘. 
woraus (3) durch Vergleichung folgt. Mithin wird 
(3a) L, 
lß?T 2 <rr 2 J (1 — p cos 93 ) 5 
das Integral über die Abgangszeit erstreckt, oder, da cdß' 
= vdt‘, auch 
@ = 
e i v sin 2 cp 
1 6 n 2 c 2 r 2 J (1 
p r d A 
■ 2 J (l-ß‘ 
dß‘ 
ß' cos 9 ?) 5 
(3 b) 
sin 2 cp 
64 jt 2 c 2 r 2 cos cp 
( 1 -l) 
' \(l — ß cos (p)* ) 
Eben diese Gleichung habe ich früher (1. c.) der Unter- 
suchung des polarisierten Anteils der Röntgenstrahlung zu 
