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A. Sommerfeld 
und konsequenterweise ebenso zu vernachlässigen sein, wenn 
die Endgeschwindigkeit nahezu c ist. Ähnlich bei der Be- 
rechnung der gesamten Ausstrahlung E y . Bei der Anfangs- 
geschwindigkeit ß 0 wäre Gleichung (15) zu korrigieren in 
_ g2 v o ( ß ßo \ 
6 71 C 2 \1 1 ß 2 Y 1 ßl) 
Gleichung (19) in 
■ = c 2 ( 1_ _ 1 \ 
l VT=W 
Nehmen wir ß Q = \ und ß = T 9 T , so würde das Zusatz- 
glied eine verhältnismäßige Änderung von i bez. | des ganzen 
Wertes bewirken; nehmen wir ß 0 nicht so hoch oder ß höher, 
so wird die Änderung noch kleiner. Gegenüber der Unsicher- 
heit der von uns benutzten experimentellen Daten kommt da- 
her die durch den Anfangszustand bedingte Willkür kaum 
o ö 
in Frage. 
W as endlich die Annahme einer gleichmäßigen Be- 
schleunigung betrifft, so wurde im § 3 gezeigt, daß die 
Energieverteilung auf die einzelnen Azimute in den beiden 
Fällen (konstantes v und konstantes v 0 ) wesentlich überein- 
stimmt. Wir dürfen daraus wohl weitergehend schließen, daß 
die besonderen Annahmen über die Art des Beschleunigungs- 
vorganges überhaupt für die Struktur des /-Strahls, soweit sie 
für die Schwankungsmessungen in Frage kommt, ziemlich be- 
langlos ist. Größer ist der Einfluß des Beschleunigungsver- 
laufes auf die Größe der ausgestrahlten Gesamtenergie. In 
dieser Hinsicht haben wir uns damit begnügt, die nächst- 
liegende Annahme konstanter Eigenbeschleunigung zahlenmäßig 
zu verfolgen. 
Für unsere Theorie der Röntgenstrahlen ist die Annahme 
wesentlich, daß die ganze Energie des Kathodenteilchens i n 
einem Zuge vernichtet wird, also nicht durch eine Folge von 
Absorptionsprozessen, wie sie sich bei einem Zickzackwege 
ergeben würde. Die entsprechende Annahme bei der Emission 
