dh-unibe/image-text_german-20th-century huggingface dataset:
2
Selektorproprtionalität
in der Form
zu korrigieren ist.
Wegen der Interpretation von
darf
nur von den Konden=
sorkopmonenten, ihren ersten
Metronendifferentialen und den
Komponenten des Fundamental=
selektors abhängen. Im infini
tesimalen Fall τ→υ gibt es
nur einen metrischen Struktur
tensor, der einer Bedingung
genügt, nämlich
und zugleich von den
infinitesimalen Gegenstücken von
Kondensor und Fundamentalselek=
tor so abhängt, wie
es vor
schreibt. Denn es ist immer
auf
jeden Fall kann
als Funktionalund zwar als Raumkompressor
selektor v vorangestellt werden, denn
diese Tensor wird nur von den
3
Komponenten des
metrischen Transmissionsfeldes
und ihren ersten partiellen Ab
leitungen bestimmt, deren
cisfinitesimale Gegenstücke
die Komponenten des Funda=
mentalkondensor gilt. Es muß
demnach immer die Selektorvor
stellung
mög =
lich sein, was wegen der Her
mitizität zur einseitigen
Bindung der Matrizenspektren
oder metronisität mit
zur einseitigen Bildung
der
Selektorspektren
und
also
und
R = ρ ; n
führt. Hiermit
kann
cisfinitesimal
gemäß
30 nicht als Zustandsselektor
angesprochen werden, sodaß inbe=
zug auf 99a kein metronischer
Funktionenraum existiert. Diese
Existenz wird erst durch die Bil
dung des Matrizenspektrums 99
hervorgerufen. Wegen der Bildung
des Spektrums 99
gestattet
99a nach die Bilding
des
Ma
trizenspektrums
und zwar ist dieser Selektor
wegen der nicht hermitischen
Eigenschaften aller Elemente
von y im Gegensatz zur analogen
Spurbilung im hermitischen
Kompositionsfeld gemäß
antihermitisch,
was eingesetzt für die Eigenwerte
und Fundamentalkondensoren 31
die Zusatzbedingung
Gleichung 99b
ergibt.
Anmerkung zu Band VIII Seite 180
4.11.60 Auf jeden Fall sind also die
Lagen von 9 Komponenten in 2T
bekannt. Die übrigen Elemente
müssen dabei so angeordnet werden,
daß grundsätzlich Spaltungen der
geführt, zu den entsprechenden
Spaltungen der Element (m,i,n)
führen. Auch muß angenom=
men werden, daß Elemente, welche
Ausdrücke der Form
bzw.
enthalten, stets
so angeordnet sind, daß sie i
22 lation
während
+ R;n) mit am R;n
τ→0
zu setzen ist, denn hier muß
ein
Rest auftreten. Wird in γ
= (2γ(μ,ν))3 neben den diagonalen
Partialstrukturen in der metro
nischen Beschreibung noch
die
extradiagonalen Korrelationsver
mittler existieren, die die es in
der infinitesimalen Analysis
kein Analogon gibt. Die über
=
haupt möglichen Kontravarianten
Translationen eines vektoriellen
Selektor A bezogen auf R6(0)
sind demnach (f A-) (μ,ν)
was
für
die Gesamttranslation
A
ε = (p, q, μ, ν), was mit der
Tranlation im Kompositionsfeld
liefert. Dem
nach
wäre also die den Rest in der
Limesrelation
set
zen. Da allgemein
wegen 2γ = 2γx ist und die Spal
tung [p q] = [p q] + [p q]
vorgenommen werden kann, muß
die cisfinitesimale Beschreibung
der Partialkompositionen von der
^
Grundgleichung
3
^
μ ν
Σ
Σ
[] =
μ,ν,p,q [p q]
0
Gleichung 98
26 Kopplungsselektor liefert, indem
er auf denselben Fundamental
=
kondensor einw
irk
t V Mithin gilt
, wenn zur Kürzung
der Fundamentalselektor
eingeführt wird.
Die Bedeutung des Kopplungsselektors
liegt dabei in der Supterposition
die sich
überlagernden Wirkungen der nicht
hermitischen partiellen Raumkon
densoren m hermitisieren,
weil
hermitisch ist.
Mit dem
allgemeinen Raumkondensor K
des Korrespondenzfeldes wird
wofür nach der Welt=
gleichung
gesetzt
werden kann, sodaß
=
oder nach Bilding des
V Anmerkung in Baur
Seite
Matrizenspektrums
gesetzt werden kann. Nach
Gl. 98 ist aber
was eingesetzt
liefert. Diese
Selektorgleichung kann aber nur
dann erfüllt sein, wenn alle
Summanden einzeln verschwinden,
also wenn für alle Partialkompo
sitionen
gilt.
In Analogie
zur infinitesimalen Analyse
kann auch hier die Hermitizi=
tät
nachge=
wiesen werdne. Dich nicht hermi=
tischen Fundamentalkondensoren
müssen weiterhin dem Konver=
genzkriterium genügen, denn
wenn Gl. 98 gilt, und [] konver=
24 ausgehen. Mit dieser Möglichkeit
der Spaltung kann der Typ der
kovariant wirkenden Kondesnfeld
selektors ()(-)
ebenfalls gespalten
(+,-)
werden. Es wird ()(-)m
Damit besteht die Möglichkeit
den
=
Selektor 4ρ durch eine Superposi
=
tion der entsprechenden
nciht her
mitischen Selektoren
zogen auf die zugehörigen Partial
strukturen und Korrelationsvermittler
auszudrücken
Ist
analog
der inifitesimalen Beschreibung
ein tensorieller Kopplungsselek
tor 4. Grades, in welchem die
Fundamentalkondensoren metro
nicht nicht differenziert aber
quadratisch auftreten, kann
folgt fpr die Superposition der Se=25
lektoren unter Vermeidung der Kon=
densorspaltung
Hiervon kann
wie aus der Komponentendarstellung
hervorgeht, durch einen partiellen
Raumkondensor mit den Komponen
(μ,ν)
ausgedrückt werden, der auf
den Fundamentalkondensor gleicher Sig
natur einwirkt, sodaß
geschrieben werden
kann. In Analogie zur Infinitesi
der
malen Beschreibung kann weiter
Kopplungsselektor, untern Ver
wendung von Gl 98 ebenfalls durch
einen multiplikativ und additiv
wirkenden Funktionalselektor
der
(p, q)eingesetzt werden
6
und die infinitesimale Konvergenz
evident ist, muß
auch
konvergieren. Diese notwendige
Konvergenz sowie die Hermitizi
tät
gestattet eine Hermitizitätsuntersuchung.
von sp K, denn es gilt,weil
und demzufolgeauch
und voraussetzungsgemäß
gilt
weil für den Proportionalitätsfaktor
immer die Realität x = xx erreichbar
ist, die Forderung
= 0
ist aber mit der Hermi
tizität des Selektors
äquivalent und dies wiederum
impliziert die allgemeine Hermi
tizität
K = K^
des Raumkondensors.
wegen der Eigenschaften
7
Gleichung
114
96
des Raumkondensors muß
ein metronisches Eigenwertproblem kenn
zeichen, dessen diskrete Eigenwerte
ein Punktspektrum bilden, weil
sp K und K nach Gl. Zustands-
114
96
Zustandsselektoren eines metronischen Funk=
tionenraumes sind, dessen Funktio=
nenmannigfaltigkeit durch die
fundamentalen Kondensorwirkun=
gen
bestimmt wird. Erst
für
F →∞
nähern die Eigenwerte
ein Streckenspektrum an, so daß
für diesen Übergang der Anschluß an
ein makro
mares
kosmishes
Kontinuum
von Eigenwerten gegeben ist. Wegen
38
der jetzt bekannt ist, muß
gemäß
wegen
als Iteration eines
einheitlichen Feldtensors
ange=
sprochen werden. Unter Verwendung
der Chiffrierziffern gilt demnach
(411)(412)(413)(244)(214)(314)
(421)(122)(123)(124)(423)(324)
(431)(132)(133)(134)(234)(312)
(344)(142)(143)(144)(211)(322)
(241)(432)(243)(311)(422)(213)
(341)(342)(321)(233)(231)(433)
Gleichung 68
für den Energiedichtetensor des R6.
Mit den bekannten Tensoralgebrai=
schen Methoden ist die Elimination
von
aus der Iteration nicht mög=
lich, weil die zur Diskussion ste=
henden Tensoren nicht hermiti=
scher Natur sind. Erst wenn
weitere Zusatzbedingungen be=
kannt werden, kann diese Eli=
mination versucht werden, wodurch
weitgehende Schlüsse auf die Wechsel
beziehungen zwischen
und
wahrscheinlich zu erwarten sind.
Fortsetzung von Kap. VI aus Band VIII S. 189
5.) Der entelechiale Feldtensor in expli=
ziter Form
Band 8 Seite 191 und 198
8.11.1960 Aus den äonischen Feld
gleichungen
des
Kompositionsfeldes
folgt
und approximativ
nach dem Korrespondenzprinzip
46
Für p gilt grundsätzlich
wenn
und
den
einheitlichen Gravitationsvektor
erregen und die bedeutet wie=
derum,
daß die Approximatio=
nen
gelten, d.h.
es folgt approximativ
und hier ist
also
immer erreichbar
Die Elimination von
also
47
die Bestimmung von
und
wird nunmehr möglich, wenn
für
ein Eigenwertproblem exi?
stiert. Ist
in
Analogie zu
eine hermiti=
sche Matrix vom quadratischen
Typ und kennzeichnet
die charakteristische Determinante
von
dann sind die Elemente
von
Linearfunktionen
von λ und diejenigen von
Determinan
ten aus (n-1) Reihen, also
Polynome in λ vom maxi
malen Grad (n-1). Für die
Elemente von
gilt demnach
wobei die
nicht mehr von λ abhängen
Setzt man weiter
(10.11.60)
43
11.11.60
Damit ist aber
vorge=
geben, sodaß nunmehr die Eli=
mination des antihermitischen
Felstensors des Welt
aus
versucht
werden kann.
wird in Komponenten=
form das algebraische System
und
können als quadratische
Matrizen vom Typ 6 aufgefasst
werden, wo=
durch die
Tensorgleichung zur
Matrizengleichung
oder
8
muß also, wenn die λm in Analogie
zu den äonischen Feldgleichungen ihre
Eigenwerte angeben, die makro
mare
mische
Ausschlusbedingung
lauten, sodaß der Existenz des
metronischen Funktionenraumes
gemäß
Gl. 96
durch die Korrektur
des phänomenologischen Anteils
ind er Form
Selektor
vier als
=
Rechnung
gleichung
getragen wird.
Nach dieser Selektor
gleichung wirkt ein Zustandsselek
tor, nämlich K, der Hyperstruk
tur R6 auf die fundamentalen Kon
densorwirkungen
ein, derart
daß diese metronischen Funktionen
des Fundamentalkondensors die
entsprechenden Zustandsfunktionen
des R6 sind. Die durch K bzw. sp K
beschriebenen Zustände sind also Raum
9
zustände innerhalb des R6 im Sinne
von Kondensationen, die aber wegen
nur in diskreten
Kondensations
stufen λ erscheinen können,
welche ihrerseits in einem Punktspek
trum liegen. Das Spektrum λ
trum liegen. Das Spektrum λ
beschreibt demnach ein Spektrum
diskreter Kondensationsstufen
des Raumes R6, die wiederum
wegen
τ > 0
mit den metrischen
struktur
stufen der
infinitesimalen Weltstrukturen
en
äonischen Feldgleichung
identisch werden. Aus diesem Grund
wird die für K angewandte
Be
zeichnung Raumkondensor
auch physikalisch
ge
rechtfertigt. Dieser Raumkon
densor wirkt demnach in der
Form sp K auf die Wirkungen
des Fundamentalkondensors
im Sinne eines Zustandsselektors
28 giert, denn müssen dies auch
die Superpositionsanteile tun.
Zusammengeafsst kann festgestellt
daß in
werden,
Gleichung
99
Fundamentalselektor
der Zustandsselektor eines metro
nischen Funktionenraumes ist
dessen Zustandsfunktionen von
nicht hermitischen
den allgemeinen V Fundamental?
kondensoren
der Partial=
kompositionen gebildet werden,
sich die
liegen in einem
diskreten Punktspektrum metro 29
nischer Eigenwerte. Wird dagegen
in Gl. 99 die Spurbildung rückgängig
gemacht, sodaß sich
ergibt, dann zeigt
eine analoge Untersuchung der
Hermitizität, wie bei der
infinitesimalen Analyse,
nicht hermitisch
bleibt, sodaß die Gl. 99 implizieren
die Beziehung
Gleichung 99a
kein Eigenwertproblem diskreter
Kondensationsstufen beschreibt,
denn
kann, trotz der Kon=
vergenz der Fundamentalkondensoren,
wegen der fehlenden Hermitizität
4
beschrieben
werden
was zur
Limesrelation
also
führt. Da auch
gilt und
allen
Be
dingungen von von
genügt
kann
und
somit
ge
setzt werden. Bildung des Matri=
zenspektrums liefert
weil stets
also auch
im R6 ist, W ; n =
also ρ;n
Einsetzen ergibt
Selektor=
gleichung geschrieben.
28.10.60 Infinitesimal gilt
5
oder in Komponentenform R
dies ist aber
der Limes einer Selektorwirkung also
mit
n verglichen
ergibt, wobei der Selektor K mit den
Komponenten
als Raumkondensor der
Hyperstruktur R6 bezeichnet wer=
den soll. Einsetzen in
liefert dann
die Selektorgleichung
sp K;[]=
wobei α
der Proportionalitätsfaktor in
ist, da
ist,
40
und
also
weil
im R6 gilt
folgt auch
und
also
woraus hervorgeht, daß von
nur der hermitische Anteil
in den öonischne Feldgleichungen
relevant sein kann und dieser
relevante hermitische Anteil
des Energiedichtetensors wiederum
muß gemäß
den
wirklichen, einheitlichen Feldten=
sor der Welt bestimmen. Wegen
der sich so ergebenden Hermitizität
des Problems besteht nun=
mehr die Möglichkeit das in
Gl. 67a aufgeworfene Problem
einer Elimination von
zu
lösen. Zunächst folgt aus
wegen
41
daß es nur die Möglichkeiten
gibt, denn nur dann liefert die
Iteration einen hermitischen Ten=
sor. Es muß weiter gefordert wer=
den, daß sich die Feldtensoren
und
der Somawelten
R±4 approximativ als Sonderfälle
aus
ergeben. Da aber diese vier
Tensoren alle antohermitisch sind,
bleibt für
nur
wenn
sich die Feldtensoren der
R±4
approximativ ergeben sollen.
Mithin ist die Problemstellung
eindeutig geworden. Zunächst
ist Gl. 68 gemäß
zu hermitisieren um den re=
levanten Tensoranteil zu ge=
winnen. Für die hermitischen
Komponenten folgt dann nach
Gl. 68 das System
50
eine funktionen=
theoretische Einheitsfunktions ist.
Mit
gilt dann f(z)=
worin -k die Ordnungszahl von f(z) bei z0 und
+k die Ordnung der Polstelle ausgibt,
Auch
kann als Reihe entwickelt
werden, und zwar gilt
oder
wobei a-1 als Residuum und
k-1
H(z)=
als Hauptteil der komplexen Funk=
tion f(z) bezeichnet wird.
Es seien die Zahlen
beliebige relle oder komplexe Zahlen
und zwar bleibe j<∞, während
eine Folge anderer Zahlen rj>0
reell ganzzahlig bleibt. Auf diese
Weise kann ein allgemeines Polynom
sowie ein
anderes Polynom χ(x) rafiniert werden
51
wobei die aj in der komplexen Ebene
liegen. Diese Punkte a der komplexen
Ebene können vom Nullpunkt aus
durch eine ins Unendliche gehende Linie
verbunden werden, die sich nicht
überschneidet. Da j<∞ bleibt,
kann diese Schnittstelle der
komplexen Ebene stets geradlinig
durch
ausfallen.Diese
die Schnittlinie
verbundenen Punkte a der komple=
xen Ebene Χ sind aber die Pole
der regulären analytischen Funk=
tion ψ(x)der der jeweiligen
0
Ordnung rj. Mit reellem ganz=
zahlingem n>0 kann
gebil
det werden und zwar bleibt
regulär analytisch und daher auch
mit Ausnahme der Polstellen
x=aj. Sind die Funktionen Hj(x)
1
Da. die Komponenten von
²W
Selektoren energetischer Größen
sind, muss es einen Strukuturselektor
²F
geben, der die gleiche
Eigenschat wie
²W
hat, nämlich
sp ()(-,-)
, ²F = 0
sodaß
²F~²W
gesetzt werden kann. Da
²y = ²yx
unmittelbar
[] = []*
zu Folge
hat, müssen alle metrischen Selek-
=
toren, also auch
²F = ²Fx
her
mitisch sein, während wegen
²F + ²Tx
stets
²W ≠ ²Wx
(-,-)2W = v
bleibt. Wenn aber
sp()
(-,-)
ist, dann muss auch Δp()
sp()
=
und daher
= / sp ()(-,-)²W+(-)= v
mit
²W+=²W+x
sein und dieser hermitische Selektoranteil kann nur in der
Verknüpfung mit
²F
wegen
²F=Fx
wirksam werden, sodaß diese
52
die Hauptteile von
an den
Polen aj, dann muß also, nach der
Funktionentheorie
eine in der ganzen komplexen Ebene
reguläre analytische Funktion sein.
Für diese Hauptteile gilt, da der
Pol aj die Ordnung rj hat,
worin Pj
ein Polynom
vom Grad (rj-1) ist. Werden diese
Hauptteile in ρ(x) eingesetzt und mit
ψ multipliziert, dann folgt
und
hierin ist
für jeden Wert
j
ein Polynom, sodas jedes Summen
glied ein Polynom
ist, was zu
folgt.
Die Beziehung
ist
nichts anderes als die Interpolations=
53
formel für
Mit der regulären
(x)
Funktion
die als
Summe von Polynomen wiederum ein
Polynom sein muß, wird
wobei P als reguläre Funktion
wiederum ein Polynom ist. Mit=
hin gilt
d,h,
es kann immer ein Polynom
χ(x) gefunden werden, welches
so
beschaffen ist, daß
durch das Polynom
teilbar ist, wobei ψ eine, bis
auf die aj reguläre analytische
Funktion ist. Die aj würden
durch die Schnittlinie aus der
komplexen Ebene ausgegrenzt.
14.11.60. Ist
nicht singulär und
quadratisch, dann muß
46
wird
wegen
ist auch
her=
mitisch, sodaß die Elimination von
auf die Radizierung einer qua=
dratischen hermitischen Matrix hin=
ausläuft. Im Allgemeinen Fall gilt
und
d.h. es muß ein System aus 6
Eigenvektoren geben, die ein
normiertes Orthogonalsystem
bilden und die Zeilen= oder Spal=
tenvektoren einer unitären Matrix
bilden. Mit
Hilfe dieser unitären Transformat
tormatrix wird dann die Trans
formation in das Diagonal
schema
möglich, oder
Einsetzen von
ergibt dann
oder
also
k=1
mit
mit
vorausgesetzt, daß T her=
mitisch und positiv semidefinit
ist. Wenn dies der Fall ist, dann
folgt aus
un
mittelbar
oder mit
auch
als
(2)
Elimination- Die Hermitizität
ist evident, sodaß
nur noch die Semidefinitheit
zu untersuchen
ist. 12.11.60 Wegen
Hieraus wird
ohne weiteres evident.
48
wobei also die
auch nicht
mehr λ enthalten, dann folgt
für das Polynom die Matrizen?
darstellung
Offen=
bar gilt
wegen
Es ist
was aber
=
also die Regula=
rität von
voraussetzt. Wird ak =
=(-1)k
permuitert, dann ist aber
also
oder nach
Vergleich identischer Potenzen
für k<n und
für k=n
Nun ist aber
wenn
ver=
wendet wird und die bedeutet
was mit der
charakteristischen Gleichung von A
49
identisch ist. Hieraus folgt unmittel=
bar, daß jede quadratische MAtrix
ihre charakteristische Gleichung
erfüllt, wenn diese Matrix regu=
lär und hermitisch ist.
Ist w=f(z)eine reguläre
analytische Funktion über dem
komplexen algebraische Zahlenkör=
per, welche bis auf den Pol z=z0
überall regulär ist, dann gilt
für diese Pol
Am
Pol kann demnach
w als Po=
tenzreihe
ent=
wickelt werdne, und hierin besteht
die Möglichkeit Aν=0 für 0≦ν≦k-1
aber Aν =0 für ν≧k. Dies be
dingt die Möglichkeit
36 ferner
wenn x5 = e5 x5 und x6 = e6 X6
die
beiden zusätzlichen, den R4 zum R6
ergänzenden Koordinaten sind.
Zunächst legt dies x5 = iε und
x6 = iη mit reellem ε und η
nahe. Wird diese Annahme hinsicht
lich x5 und x6 als richtig akzeptiert
dann wird ihne weiteres die Limes=
relation lim
möglich und auch div
bzw.
werden plausibel, sodaß
nunmehr nur noch die Lagen von
und K6,k und 4 ≦ k ≦ 6 offen
bleiben. Da aber W4,5 und W4,6
festliegen müssen auch die Lagen
von W5,4 bzw. W6,4 festliegen.
Übrig bleiben nun noch W5,5, W5,6,
W6,5
und W6,6. Von diese Komponenten 37
sind aber nur W5,6 und W6,5 nicht her=
mitisch (nicht symmetrisch),
sodaß
diese beiden Komponenten niemals
Diagonalkomponenten von ²W sein
können, während W5,5 und W6,6 dieser
Symmetrieforderung genügen. Mithin
bleibt also nur noch die Lage von
W5,5 und W6,6 zu bestimmen.
Da für die 5. Reihe und ²W die mul=
tiplikative Wechselbeziehung zwischen
D und p aber für die 6. Reihge die
jenige zwischen ξ und p charak=
teristisch ist und W5,5 = (4 2 2) und
von D und p, aber W6,6 = (4 3 3)nur
von ξ und p abhängt, liegen auch
diese beiden Diagonalkomponenten
in ²W richtig, sodaß das vorläufige
Schema ²W = ²T
als endgültig an
gesprochen werden muß und ²T
20
tiv nach den diesbezüglichen
Untersuchuzngen, sowohl die em=
pirisch begründete Beschreibung der
Energie= und Impulsquanten als
auch die ebenfalls empirisch be=
gründeten Beschreibungen von
Gravitation und Elektromagne=
tismus. Die Existenz der beiden
Somawelten R+-4 ist ebenfalls
in diesen mesobarischen Gleichun
gen enthalten.
Da jeder zeitliche Vor
gang im reellen R3 durch einen
raumzeitlichen Energiedichtetensor
beschrieben werden kann, da weiter
=
jede Energie im Sinne von Materie
feldquanten erscheint und der
der reelle Unterraum des
R3
R6 ist, dessen Struktur wiederum
in Form metrischer Kondensati=
onsstufen erscheinen, wir der
21
Schluß gerechtfertigt, daß die Pro=
jektionen der komplexen metrischen
Kondensationsstufen des allgemei=
nen Raumkondensors in den reellen
R3 als Materiefeldquanten er=
scheinen, die wiederum in Richtung
x4 in Korrespondenz treten, was
integral gesehen als Zeitablauf
der kosmischen Bewegung erschein
Anmerkung als
60 die metronische
X
Bet XIV S. 258
Übertragung der Korrelations=
gleichungen für die w = 3 Partial
strukturen hat, wie bei der infini
tesimalen Analyse, von dem Super
positionsgesetzt
mit
des Translations
feldes auszugehen, wobei die
Partialkondensationen nicht her
mitisch sind. Zwar gilt die Re=
18 ξ;{} = λ x {], womit die
Spurbildungen sp ξ;{}= λ {}und
ξ; sp {} = λ x sp {}möglich
werden. sp ξ;{}= λ {} be
schreibt dabei wiederum das dis
krete Punktspektrum der metri=
Strukturstufen
schen stufen, während
wegen {} = {} stets sp {}=
= grad ln w mit w = |g|1/2 und
ξ; sp {}= 2σ ist, woraus die zu
97a äquivalente, infinitesimale
Beziehung λ || grad ln w folgt.
Werden schließlich diese Feldglei=
chungen aus dem Kontinuum R6
in die Somawelt R4 projiziert
und werden die Größen in R4 durch
Unterstreichungen gekennzeichnet,
dann ergeben sich die mesobarischen
Mesofeldgleichungen ξ;{}=λx{}
mit {}≠ {}, denn der Projektions
vorgang läßt im Korrelationsfeld 19
einen nicht hermitischen Anteil ent=
stehen und diese nicht hermitischen
Eigenschaften fordern au die
Existenz einer metrischen Zu=
satzbedingung, die zum Spektrum
ξ; sp{} = λ x sp{} = -(ξ;sp{})≠
≠ 2σ und dies wiederum zur Forde=
rung sp{}=σ führt. Die Spur
bildung sp ξ;{}=λ{} be=
schreibt dabei diskrete Zustän
de des Mesofeldes. Aus der Welt=
ehen
gleichung entstanden demnach
durch infinitesimale Approxi=
mationen die äonischen Feld=
gleichungen durch Projektion
in die Somawelt die meso
barischen Mesofeldgleichungen
liefert. Diese Mesofeldgleichungen
aber implizieren approxima=
34 Zeilen auch zum Austausch
von 2 Spalten kommt.
Dieser Teil
wäre aber realisiert,
wenn in
2T die Besetzungen der 5. und 6. Reihe
ausgetauscht werden.
6.11.60. Werden alle diese Gesichts
=
punkte berücksichtigt und wird
weiterhin der empirische Sachverhalt
verwendet, wonach im R3 bzw.
R4 Ausstrahlungen der Form
D X p bzw. ξ x p nicht manifest
werden durch Änderung der xk
mit l < k < 4 des R4,
dann
ergibt sich unter Verwendung der
Chiffrierziffer (m i n) =
das vorläufige Tensorschema
(411) (412) (413) (244) (214)
(314)
(421)(122)(123)(124)(423)
(324)
(430)(132)(133)(134)(234)
W
(312)
(344)(142)(143)(144)
(211)
(322)
(422)
(213)
(241)(432)(243)(311)
(231)(433
(341)(342)(321)(233)
worin die Ergänzungen (244)=(344) 35
= 0 + i(D x ξ)1 sowie
(423)=(423)+ i(Dxp)2
und
(312)=(312) + i(ξ x p)3 zu er=
gänzen sind, denn (D x ξ)1
=
(D x p)2 = (ξ x p)3 = 0 ver
schwinden identisch, doch können
die Indizierungen zyklisch ver=
tauscht werden. Inwieweit nach die
Komponenten von 2W zu perutieren
sind, ergibt sich aus der Forderung
daß das Gesetz
des R4 in dem analogen Gesetz
enthalten
sein muß und zwar
im Sinne einer Appro
ximation. Er ist ξ =
12 wenn sie in den reellen R3 pro
jiziert werden, als energetische
Eigenwerte
Quantenzustände
verschiedener
die sich nur metrisch
voneinan
der unterscheiden, aber so in
Korrelationen treten
können
sie als zu Korrespondenzen fähigen
daß ponderable oder imponderable
Materiefeldquanten im R
erschei
strukturell Weltselektor
nen. Mit dem L =
Fassung
Gleichung 97
gebracht werden,
welche das Funda
mentalproblem
des Weltenurpsrung
in umfassender
Weise durch den
kompositiven Weltselektor
=
und den Funda
mentalkondensor umschreibt
diese Weltgleichung
müssen demnach
grundsätzlich
alle über die öonische Welt möglichen Aussagen
enthalten sein.
13
20.10.60
Das Fundamentalproblem
des Weltenursprungs, das in der
Weltgleichung L;[]=4V
ausgedrückt
Weltsele
kto
wird, kann mit dem
in die Form
K;[] = λ x [] einer Wirkung des
Raumkondensors gebracht werden.
die der Rechnung von Matrizen
spektren zugänglich ist. Es be
stehen die Möglichkeiten Δp K;[]=
= λ [], wodurch die metrischen
Kondensationsstufen als diskrete
Eigenwerte eines Punktspek
trums beschrieben werden und
gilt auf jeden Fall Δp{}= lim Δp[];n
wegen der Hermitizität des Fundamen
talkondensors und dieser Limesrela
tionen kann unmittelbar das Selek.
32 Reihe der natürlichen Folge der
Komponenten entsprechend liegen.
Im Fall (Dxp)k würde demnach,
da die Komponente k=2 ver=
schwindet, zwischen den beiden
nicht verschwindenden eine Stelle
im Schema offen bleiben, in welche
eine andere Komponente eingefügt
werden muß, die additiv durch
die Identität (Dxp)2
gänzt werden kann u.s.w.
Schließlich besteht noch die Möglich
keit, da es im wesentlichen
nur noch darauf ankommt,
die 5. und 6. Reihe auszufüllen,
die Wahl einer Reihenbesetzung
nach dem Gesichtspunkt gleicher
multiplikativer Wechselbeziehungen
durchzuführen.
Nach der Approxi
mation beschreiben im
des R4
die Komponenten vorwiegend die 33
elektrisch-magnetische Feldfunk=
tion D, ξ, sodaß für die 5. und
6. Reihe nur noch die multipli=
kationen Wechselwirkungen D,p
und ξ, p im Sinne elektrischgravitativer oder magnetischgravitativer Funktionen oder
deren Superpositionen übrig bleiben.
Offensichtlich ist es belanglos,
welche Klasse von Wechselwirkung
der 5. oder 6. Reihe des Tensors
zugeordnet wird, denn wenn in
der Determinante von 2T zwei
beanchbarte Reihen vertauscht
werden, dann welchst nur das
Determinantenvorzeichen, doch
würde dieser Vorzeichenwechsel
wieder kompensiert werden, wenn
es bene dem Austausch von zwei