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transversalen Wellen vom Charakter der optischen 
und Hertzschen auch longitudinale Effekte vorher- 
sah. Es war bei der Neuartigkeit der X-Strahlen 
begreiflich, daß Röntgen in seiner ersten Note die 
Vermutung aussprach, die neuen Strahlen möchten 
die von Helmholtz postulierten longitudinalen 
Äthereffekte sein. Auch Boltzmann tritt dieser 
Vermutung bei in einem populären Aufsatz'®), 
welcher uns die wissenschaftliche Aufregung nach 
der Röntgenschen Entdeckung gut wiederspiegelt. 
Die Folgezeit hat diese erste Auffassung nicht 
bestätigt; wir glauben heute sicher zu sein, daß die 
Röntgenstrahlen, ebenso wie das sonstige gesamte 
Gebiet des Elektromagnetismus und der Optik, von 
den einfachen Maxwellschen Gleichungen be- 
herrscht werden, und glauben der Helmholtzschen 
Erweiterung derselben entraten zu können. 
Unsere heutige Auffassung ist — von einigen 
Einschränkungen abgesehen — diejenige, die bald 
nach der Röntgenschen Entdeckung in Deutschland 
von Wiechert, in England von Stokes und Schuster 
aufgestellt wurde, die ‚„Impulstheorie“. Das Elek- 
tron des: Kathodenstrahls fliegt gegen die Anti- 
kathode und wird dort in einer gewissen Zeit ge- 
bremst. Vor der Bremsung führt das Elektron das 
Stationares Feld 




Statisches 
Feld 
Fig. 1. 
Feld seiner stationären Bewegung mit sich fort, 
nach derselben ist es von seinem elektrostatischen 
Felde umgeben; beidemal strahlt es nicht. Da- 
gegen findet Strahlung während der Bremsung 
statt. Die ausgestrahlte Energie findet sich in 
einer Kugelschale, die den früheren Zustand der 
stationären Bewegung von dem späteren elektrosta- 
tischen der Ruhe trennt und die sich mit Licht- 
geschwindigkeit erweitert. Die Dicke dieses 
Röntgenimpulses ist A=cr, da’sie in der Brems- 
zeit x emittiert wird; wir nennen X die „Impuls- 
breite“. Sie spielt in dieser Vorstellung dieselbe 
Rolle, wie die Wellenlänge in der Optik; ent- 
sprechend spielt die Bremszeit + die Rolle der 
optischen Schwingungsdauer. Unsere Figur 1 gilt 
übrigens nur für nicht zu schnelle Kathoden- 
strahlen, deren Geschwindigkeit der Licht- 
geschwindigkeit c nicht zu nahe kommt. Wie sie 
im letzteren Falle abzuändern ist, werden wir in 
Fig. 5 sehen. 
Man kann nun unter Annahme einer bestimmten 
Bremszeit und eines bestimmten Bremsvorganges 
die Verteilung der ausgestrahlten Energie über die 
Kugelschale nach den Maxwellschen Gleichungen 
leicht berechnen. Wir werden alsbald Näheres 
hierüber mitzuteilen haben. Hier genüge der Hin- 
Sommerfeld: Unsere gegenwärtigen Anschauungen über Röntgenstrahlung. 707 
weis, daß die Ausstrahlung einer verzögerten oder 
einer beschleunigten Ladung vielleicht die funda- 
mentalste und prinzipiellste Folgerung aus dem 
System der Maxwellschen Elektrodynamik (resp. 
der Lorentzschen Elektronentheorie) ist. Auf 
denselben Vorgang führen wir die Emission einer 
Lichtquelle zurück, wobei wir uns Verzögerungen 
und Beschleunigungen in periodischem Wechsel 
denken; auf denselben Vorgang auch die Aus- 
sendung der Wellen in der drahtlosen Telegraphie. 
Wir sehen also, daß die Röntgenstrahlen der Max- 
wellschen Theorie nicht fremd sind, sondern recht 
eigentlich ihrem Kern entstammen. 
Wir wollen uns nun die Vorstellung bilden, daß 
die Röntgenstrahlen um so härter (weniger absor- 
bierbar) sind, je dünner die Impulsschalen sind 
u. zw. deshalb, weil die Mitschwingungsvorgänge 
in dem getroffenen Atom zu träge sind, um gar 
zu kurzen Impulsen in merklicher Weise zu folgen. 
Zugleich wollen wir mit Hinweis auf Späteres be- 
merken, daß mit abnehmender Zeit r die Stärke 
des Röntgenimpulses, d. h. die in ihm im ganzen 
ausgestrahlte Energie E zunimmt. Wäre die 
Bremsung plötzlich (=0), so würde sich nach 
Fig. 1 A=0-und weiterhin E=© ergeben. Es 
wäre dann indessen zu betonen, daß in diesem 
Grenzfalle sich die Ausdehnung des Elektrons gel- 
tend machen würde; es würde dann X = Durch- 
messer des Elektrons und E sehr groß, aber endlich 
sein. Während J. J. Thomson) ursprünglich eine 
quantitative Theorie der Röntgenstrahlen auf die 
Annahme plötzlicher Bremsung basierte, sind wir 
heute überzeugt, daß wir uns weitab von diesem 
Grenzfall befinden. Die wirkliche Impulsbreite 
ist etwa 10 000 mal so groß als wir den Elektronen- 
durchmesser schätzen müssen, und die wirkliche 
Energie daher viel kleiner wie sie in jenem Grenz- 
fall wäre. Offenbar ist die Bestimmung der wirk- 
lichen Bremsdauer +t ein wesentlicher Punkt für 
eine vollständige Theorie der Röntgenstrahlung 
u. zw. ist es gerade derjenige Punkt, der die 
kühnsten Hypothesen erfordert und mit der 
modernen Lehre von den Energiequanten zu- 
sammenhänsgt. 
Wir müssen nun aber an der reinen ursprüng- 
lichen Impulstheorie eine wesentliche Korrektur 
anbringen, indem wir nach dem Vorgange von 
Stark22) die von Barkla bei den sekundären 
Strahlen gefundene Tatsache der Eigenstrahlung 
auf die primären Strahlen übertragen. Wir stellen 
uns dann vor, daß besonders bei den Antikathoden 
aus Schwermetallen zu der durch den Bremsvor- 
gang bedingten Bremsstrahlung eine Eigenstrahlung 
der Elektronen von mehr periodischem und selek- 
tivem Charakter hinzukommt, die direkt durch den 
Anprall der Kathodenpartikelchen oder vielleicht 
erst auf dem Umwege über die Bremsstrahlung 
sekundär erzeugt wird. Zu dieser Vorstellung hat 
namentlich der Vergleich der Antikathoden aus 
Schwermetallen (Pt, Ir, Fe) mit der Kohleanti- 
kathode von Herweg’) geführt. Letztere gibt im 
ganzen viel weniger Intensität, aber relativ viel 
mehr polarisierte Intensität wie jene. Dies erklärt 
sich daraus, daß bei den Substanzen von kleinem 
