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Lichtdruck anknüpfen, welche ein mit der Lichtquelle mitbewegter Beobachter wahrnehmen würde.

Wir betrachten die Strahlung, welche der mit der Erde bewegte leuchtende Punkt seiner Bewegungsrichtung parallel entsendet; für diese kommen nur die transversalen Schwingungen des emittierenden Elektrons in Betracht, so daß die Strahlung proportional dem Ausdruck (79) auf S. 112 ist; setzen wir \varphi, den Winkel zwischen Strahlrichtung und Bewegungsrichtung des Dipols, gleich null, und beachten, daß r der Abstand des Aufpunktes von der Lage des leuchtenden Punktes zur Zeit des Entsendens ist, während der Abstand von der gleichzeitigen Lage des leuchtenden Punktes nach (233) ist

r'=r(1-\beta),\,

so finden wir als Verhältnis der absoluten Strahlungen im bewegten und im ruhenden Systeme

\mathfrak{S}_{x}:\mathfrak{S}_{0x}=\frac{\mathfrak{\dot{v}}^{2}}{r'^{2}(1-\beta)^{2}}:\frac{\mathfrak{\dot{v}}_{0}^{2}}{r_{0}^{2}}.

Nach (239) und (241b) ist die parallel der x-Achse gemessene Entfernung r' in \Sigma' im Verhältnis \varkappa kleiner als diejenige in dem ruhenden Hilfssysteme \Sigma_{0}, während die transversale Beschleunigung des schwingenden Elektrons im Verhältnis \varkappa^{2} größer ist. Demnach wird

(245) \mathfrak{S}_{x}=\mathfrak{S}_{0x}\cdot\frac{1+\beta}{1-\beta}.

Die absolute Strahlung der Lichtquelle erfährt durch die Bewegung der Lichtquelle Änderungen erster Ordnung in \beta.

Durch den absoluten Strahl \mathfrak{S} ist die Dichte der elektromagnetischen Bewegungsgröße bestimmt und somit der Lichtdruck auf eine ruhende schwarze Fläche. Der Druck auf eine mitbewegte, senkrecht zur Bewegungsrichtung gestellte schwarze Fläche ist

p'=\mathfrak{S}_{x}\cdot\frac{c'}{c^{2}}=\mathfrak{S}_{x}\cdot\frac{1-\beta}{c}.