Über die Struktur der y-Strahlen. 
35 
wo 1 = 0' 0“ der ganze Beschleunigungsweg ist. Für ein be- 
liebiges cp gilt offenbar 
(23 a) A = er — lcos(p, 
wo l cos cp die Strecke 0‘ 0 der Figur 1 bedeutet. Die Wahl 
des Buchstabens l soll an die Analogie dieser Grübe zur Wellen- 
länge des periodischen Lichts erinnern. 
Wir berechnen das Verhältnis j“ 1 ” 
^■max 
einmal unter der An- 
nahme konstanter Beschleunigung v, wie ich sie früher für 
den Fall der Röntgenstrahlen machen durfte. Dann ist nach 
Gleichung (18) er 
21 
7’ 
also: 
A min = 1 ~iß 
Amax 1 + 2 ß 
Sodann unter der Annahme der konstanten Eigenbeschleu- 
nigung v o- 
also: 
Alsdann ist nach (19 a) 
Iß 
CT = 
l — Kl — ß 2 
A min = ß~ 1 +Kl — ß I 2 | r l — ß 
Amax ß 1 — ]/ 1 ß 2 [/ l ß 
Der Unterschied beider Formeln tritt natürlich wieder erst 
in der Nähe von ß = 1 zutage. Für ß = \ liefert z. B. die 
erste den Wert -§ — 0,60, die zweite den wenig davon ver- 
schiedenen Wert = 0,58; dagegen folgt für ß = T 9 ^ aus 
der ersten |-^ = 0,38, aus der zweiten dagegen \ T \- — 0,23. 
Die Unsymmetrie in der Verteilung der Härte auf die verschie- 
denen Azimute wird also bei sehr schnellen Strahlen gesteigert, 
wenn wir dabei, wie es sein mub, die (nach der Relativitäts- 
theorie berechnete) Veränderlichkeit der Masse berücksichtigen. 
Für den Mittelwert der Impulsbreite ergibt sich aus (23) 
und (18) (konstante Beschleunigung) der Wert 
(24) >. m = j. 
3 
