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	Emil Cohn: Zur Elektrodynamik bewegter Systeme

enthalten. Daher hängen sie bei stationären Zuständen überhaupt nicht von der Translation ab, bei Strahlungsvorgängen nur insofern, als für jeden Punkt eine ihm eigenthümliche Verschiebung der Zeit eintritt: die „Ortszeit“ $t_{1}$ ersetzt die „allgemeine“ Zeitgrösse $t_{0}$ .

Die Gleichungen (C′) haben wir abgeleitet aus der Elektronentheorie in der Modification, welche ihr Lorentz neuerdings gegeben hat, um sie den Ergebnissen der Versuche anzupassen. Diese Gleichungen sind nun vollkommen identisch mit denjenigen, welche aus meinen allgemeinen Gleichungen für den hier behandelten speciellen Fall gleichförmiger Geschwindigkeit folgen. Sie finden sich in meiner Abhandlung „Über die Gleichungen des elektromagnetischen Feldes für bewegte Körper“^[1] unter (B₂) (C₂). Bei der Vergleichung ist lediglich zu beachten, dass wir hinsichtlich der dort benutzten Bezeichnungen thatsächlich vorausgesetzt haben: $\mu =\mu _{0}$ , $K=0$ , und willkürlich geschrieben:

\sigma ,\ 1+\eta ,\ 1,\ 1,\ w

für $\lambda ,\ \varepsilon ,\ \varepsilon _{0},\ \mu _{0},p$ .

§ 3. Verschieden aber ist bei Lorentz und bei mir die Deutung dieser Gleichungen. Bei Lorentz handelt es sich darum, die beiden Feldstärken $E$ und $H$ als Functionen der Ort und Zeit bestimmenden $xyzt$ darzustellen. Diess geschieht durch (L₁) und (L₂). Das System, für das diese Gleichungen gelten, hat folgende Eigenschaften: es deformirt sich in Folge der Bewegung entsprechend (2); es verändert zugleich seine dynamischen Eigenschaften derart, wie es die Gleichungen (2) (3) (4) vereint aussagen; es wird anisotrop nach Art eines einaxigen Krystalls, wie es die Gleichungen (L′₂) anzeigen. Um die Elektrodynamik dieses Systems übersichtlich darzustellen, wurden die Substitutionen (L₃) und (L₄) eingeführt. Die $x_{0}..t_{0}$ sind zunächst blosse Rechnungsgrössen. Sie besitzen aber zugleich eine einfache physikalische Bedeutung. Nach (2) sind $x_{0}y_{0}z_{0}$ diejenigen Maasszahlen, welche wir an einem „ursprünglich (d. h. während der Ruhe) richtigen“ Maassstab ablesen werden, nachdem er dem System eingefügt und demgemäss deformirt ist. Und nach (2) (3) (4) sind die $t_{0}$ diejenigen Zeitintervalle, die uns eine „ursprünglich richtig gehende“ Uhr anzeigt, nachdem sie dem System eingefügt ist und demgemäss ihren Gang verändert hat.

In meiner Auffassung der Gleichungen (C′) bedeuten $\mathrm {E} ,\mathrm {M}$ die Feldstärken, $x_{0}..t_{0}$ wahre Coordinaten und wahre Zeiten. Sie sind mit den gemessenen Coordinaten und Zeiten identisch. Das bewegte

↑ Göttinger Nachrichten 1901, Heft 1; auch Ann. der Physik 7, S. 29, 1902. (Im wesentlichen schon Arch. Néerland. (2) 5, S. 516, 1900.)

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Emil Cohn: Zur Elektrodynamik bewegter Systeme. Verlag der Akademie (Georg Reimer), Berlin 1904, Seite 1299. Digitale Volltext-Ausgabe bei Wikisource, URL: https://de.wikisource.org/w/index.php?title=Seite:Zur_Elektrodynamik_bewegter_Systeme_I.djvu/6&oldid=- (Version vom 18.10.2019)

[1] Göttinger Nachrichten 1901, Heft 1; auch Ann. der Physik 7, S. 29, 1902. (Im wesentlichen schon Arch. Néerland. (2) 5, S. 516, 1900.)

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