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La théorie du dédoublement (The Doubling Theory) de Jean-Pierre Garnier Malet a fait l'objet de quatre publications scientifiques successives dans une revue internationale à « referees » (arbitres scientifiques) :
1. J.P. Garnier-Malet, 1998, Modelling and Computing of Anticipatory System: Application to the Solar System, International Journal of Computing Anticipatory Systems. Vol 2. 132-156, Ed. by D.M. Dubois, Publ. By CHAOS, Liège Belgium.
2. J.P. Garnier-Malet, 1999, Geometrical Model of Anticipatory Embedded Systems, International Journal of Computing Anticipatory Systems. Vol 3. 143-159, Ed. by D.M. Dubois, Publ. By CHAOS, Liège Belgium.
3. J.P. Garnier-Malet, 2000, The Doubling Theory, International Journal of Computing Anticipatory Systems Vol 5. 39-62, Ed. by D.M. Dubois, Publ. By CHAOS, Liège Belgium.
4. J.P. Garnier-Malet, 2001, The Three Time Flows of Any Quantum or Cosmic Particle, International Journal of Computing Anticipatory Systems Vol 10. 311-321, Ed. by D.M. Dubois, Publ. By CHAOS, Liège Belgium
En 2006, Jean-Pierre Garnier Malet a reçu une récompensepour la publication ci-dessous qui conduit à l’explication par sa théorie du dédoublement (the Doubling Theory) des nouvelles planètes (ou planétoïdes), découvertes récemment (2000-2007) dans le système solaire au delà de Pluton :
J.P. Garnier-Malet, 2006, The Doubling Theory Corrects the Titius-Bode Law and Defines the Fine Structure Constant in the Solar System. Computing Anticipatory Systems, AIP (American Institute of Physics) Melville, New-York, Vol 839, pp. 236-249.
Jean-Pierre Garnier Malet
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Une idée de base en avant propos |
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Une particule qui contourne ou traverse un horizon de diamètre 2R en suivant les trajets circulaires ci-dessous fait toujours le même trajet pR. Le diamètre de l’horizon peut être considéré comme une infinité de minuscules trajets circulaires que la particule parcourt en faisant toujours le trajet pR. Mais l’observateur qui ne voit qu’une droite, en guise de diamètre, observe un trajet 2R. Un changement d’échelle de perception peut transformer pR en 2R. C’est l’idée de base du mouvement de dédoublement de l’espace et du temps.
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
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Résumé |
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La théorie du dédoublement de Jean-Pierre Garnier Malet [1] élargit des principes de base admis par la physique moderne sans pour autant remettre en question les lois existantes. Elle permet de comprendre l’origine et la nécessité d’un mouvement fondamental de dédoublement périodique pour toute particule évoluant dans un horizon.
Le dédoublement d’une particule dans des espaces et des temps virtuels a pour but de permettre l’accélération de l’anticipation des mouvements de la particule dans son espace et son temps réels [2].
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Introduction |
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La théorie du dédoublement de JPGM introduit un écoulement de temps parfaitement continu mais dépendant de l’observateur puisque cet écoulement est défini comme une succession d’instants d’observation séparés par des instants de non-observation où le temps s’écoule différemment.
Ainsi notre éclairage habituel nous donne l’apparence d’une lumière continue : s’éteignant et s’allumant cinquante fois par seconde (Fréquence 50 Hz en France), il est en réalité « stroboscopique ».
Par analogie, JPGM a défini un temps stroboscopique [1] dont la continuité n’est qu’une apparence pour un observateur évoluant dans ce temps.
La fréquence de cette stroboscopie temporelle sera donc une caractéristique essentielle du temps d’un observateur dans l’horizon de son observation.
Utilisée pour les particules en mécanique quantique, cette notion d’horizon est une réalité physique dans tout l’univers. Un grain de poussière, un atome, une planète, une galaxie ou un univers quelconque est à la fois horizon de particules en interaction et particule interne dans son propre horizon.
Dans la théorie du dédoublement de JPGM, une particule dans un horizon est toujours considérée comme un horizon de particules (figure 1.a).
Figure 1.a : horizons et particules
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
Un temps peut se définir par un mouvement périodique d’un espace dans l’horizon de l’observateur. Limitant les observations et les interactions, différents horizons peuvent donc définir différents écoulements du temps (figure 1.b).
Figure 1.b : temps et mouvement périodique
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Appelé par JPGM mouvement fondamental de dédoublement, un mouvement périodique particulier permet de différencier des écoulements de temps entre une particule interne, constituant d’un horizon intermédiaire, et un horizon externe où cet horizon intermédiaire est particule.
La transformation d’un horizon interne en particule d’un horizon externe nécessite un nombre constant d’horizons intermédiaires emboîtés par ce même mouvement qui peut ainsi s’accélérer. Cette accélération du mouvement est également celle de l’écoulement du temps défini par ce mouvement dans chaque horizon.
Défini par un ensemble de mouvements périodiques dans un espace tridimensionnel, ce mouvement fondamental est à la base de la théorie du dédoublement de JPGM.
Utiliser deux horizons analogues pour envisager des interactions analogues dans deux écoulements de temps différents permet d’anticiper dans l’horizon où cet écoulement est lent le résultat observable dans l’horizon où cet écoulement est rapide.
Cette anticipation dont Robert Rosen a donné la première définition rigoureuse [2] peut alors être envisagée comme le résultat d’un dédoublement de l’espace et du temps.
Ce mouvement de dédoublement permet à un horizon d’évoluer dans un temps différent de celui de chacune de ses particules qui sont également des horizons. Cette relativité ou différenciation de l’écoulement du temps dépend de l’emboîtement des horizons (ou particules) dont le nombre est une constante dans chaque horizon (ou particule).
Cet emboîtement conduit alors à un temps dont l’écoulement dépend de l’horizon de l’observateur. Ainsi, pour un observateur, le temps ne s’écoulerait que de temps en temps les instants perceptibles seraient toujours séparés par des temps imperceptibles appelés « ouvertures temporelles » par JPGM [1].
Il est donc logique de constater, par l’observation et uniquement à cause de l’observation, une discontinuité d’énergie et de masse dans un univers d’apparence discontinu. Certains peuvent à tort y voir une discontinuité du temps qui s’écoulerait de temps en temps. Il n’en est rien. La terre tourne de façon continue définissant notre temps parfaitement continu.
Un fleuve s’écoule de façons continues dans la vallée même si de l’eau s’écoule sous le lit du fleuve dans une rivière souterraine. Inobservable par les riverains du fleuve, cette dernière est parfaitement observable par les spéléologues en exploration souterraine. L’espace des spéléologues est virtuel pour les riverains et inversement. Si le temps est mesuré par la vitesse d’écoulement de l’eau, les riverains ne vivent pas à la même allure que les spéléologues mais cependant, tout le monde vit en même temps.
Ainsi, du fait de ces écoulements de temps différents, les relations d’Heisenberg (DEDt ³ h/4p) et d’Einstein (E=mC2) ne concerneraient donc que des grandeurs quantifiables dans une succession d’instants perceptibles. Einstein parlait d’un temps [4] qui serait une succession de moments mais il n’a jamais utilisé une variation rapide de la vitesse de l’écoulement temps (variation plus ou moins rapide selon la perception de l’observateur). Cette variation peut paraître instantanée pour certains observateurs dont les temps d’imperceptibilité sont très grands. Elle est cependant la véritable cause de la relativité.
C’est la succession d’instants mesurables qui permet d’envisager un temps accéléré non perceptible entre ces instants mesurables. Ce temps accéléré est virtuel dans l’horizon du temps mesurable. La physique des particules introduit des particules virtuelles : élargissant cette notion, la théorie du dédoublement de JPGM introduit des temps virtuels. Dans cette logique, un temps réel observable dans un horizon peut être un temps accéléré virtuel dans un horizon virtuel où le temps est ralenti par la perception des observateurs.
Les échanges d’interactions observables dans un horizon quelconque utiliseraient donc la différenciation des temps liés aux emboîtements systématiques et dynamiques de chaque horizon. Ils subiraient ainsi des accélérations ou des décélérations aux frontières de ces horizons.
La théorie du dédoublement de JPGM a permis de montrer [1] que le système solaire était un système d’horizons emboîtés par le mouvement fondamental de dédoublement. Retrouvant par une autre voie les lois de Kepler, elle montre que ce mouvement impose des niveaux de circulation elliptique que l’on pourrait comparer aux niveaux d’énergie de la circulation électronique dans les atomes. Elle explique en plus les mouvements de libration des planètes (ou de la Lune) dans leur plan orbital que les lois de Kepler ne permettent pas d’expliquer.
L’emboîtement des horizons permet de faire correspondre à chaque horizon (où un temps initial réel est observable) un horizon virtuel interne (où le temps est accéléré) et un horizon virtuel externe (où le temps est ralenti). Or le mouvement de dédoublement entraîne une possibilité d’échanges de trajectoires entre particules internes (temps accéléré) et particules externes (temps ralenti), permettant ainsi une anticipation des interactions dans le temps initial.
S’effectuant dans un temps accéléré virtuel, cet échange n’apparaît pas dans l’horizon initial de la particule. L’échange inverse donne à la particule initiale un potentiel virtuel instantané dans cet horizon réel. Ce potentiel virtuel est la conséquence d’une interaction réelle dans le temps accéléré d’un horizon virtuel interne, non observable par définition. Des reconstitutions périodiques sur un axe radial transforment un mouvement circulaire non observable en mouvement rectiligne observable :
Échange du radial et du tangentiel dans une galaxie
à la fin du cycle du dédoublement des temps
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Le mouvement fondamental de dédoublement utilise l’emboîtement d’horizons successifs qui produisent des translations apparentes, résultat de différentes rotations simultanées.
L’intérêt de cet emboîtement d’horizons est d’obtenir une accélération de l’écoulement du temps. Cette accélération permet d’expérimenter le mouvement d’une particule dans un temps et un horizon imperceptibles dans le temps et l’horizon initial. Un changement d’échelle de temps correspond à un changement d’échelle d’horizon. La dimension de cette particule imperceptible définit un temps imperceptible dans cet horizon. Cette ouverture imperceptible du temps utilise un temps accéléré pour la particule qui est ainsi dédoublée dans le temps et dans l’espace.
Le mouvement de dédoublement est donc bien fondamental puisqu’il positionne toujours un horizon quelconque dans une ouverture temporelle d’un autre écoulement de temps où cet horizon n’est qu’une particule interne d’un autre horizon.
Il donne ainsi à n’importe quelle particule (ou horizon) trois écoulements différents du temps (interne, intermédiaire et externe). Un temps accéléré permet une lente expérimentation dont seule la synthèse rapide peut apparaître sous forme de potentiel dans le temps ralenti de la particule. Des échanges de particules entre ces trois horizons (interne, intermédiaire et externe) emboîtés dans des ouvertures temporelles successives et imperceptibles permettent à la particule intermédiaire d’avoir en permanence son potentiel passé et futur dans l’instant présent.
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1- Temps d'observation et de non observation |
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L’idée fondamentale du modèle de JPGM est de considérer qu’une particule dans un horizon ne se propage qu’en roulant de façon tangentielle sur un autre horizon (ou particule).
Cela remet en cause la propagation en ligne droite d’une particule observable sans pour autant remettre en cause l’observation physique d’une trajectoire rectiligne. En effet, supposer que le temps de l’observateur s’écoule d’une façon stroboscopique avec des instants de non observation dans des horizons internes, appelés par JPGM « ouvertures temporelles », implique une nouvelle notion d’observation des particules (ou des horizons). La propagation rectiligne (ou curviligne) d’une particule (ou d’un horizon) devra toujours être considérée comme une suite d’observations effectuées d’une façon stroboscopique sur un axe (ou une courbe) privilégié(e).
Par définition, un observateur ne peut observer les temps de non observation. Les états d’observation semblent donc s’écouler sans interruption dans un temps d’apparence continue. Un observateur ne connaît donc pas l’espace réel mais seulement l’espace observé dans une succession d’états d’observation et dans la limite de son horizon. L’écoulement du temps peut alors être différencié dans deux horizons différents par la rapidité du mouvement de leurs particules observables. Un temps stroboscopique contient des « ouvertures » où la particule semble au repos sans interaction (figure 3) alors qu’elle est simultanément dans un horizon inobservable où le temps s’accélère.
une ouverture temporelle
temps initial _ _ _ _ _ _ _ ? _ _ _ _ _ _ _ _ horizon observable
stroboscopique å æ
å æ
å æ
temps accéléré __| _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _ _|_____ horizon inobservable
stroboscopique dans le temps initial
Figure 2
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
Un système de mouvements périodiques de particules et d’horizons permet d’obtenir un dédoublement par l’utilisation de plusieurs d’un temps stroboscopiques emboîtés dans la même transformation. Appelé « mouvement fondamental de dédoublement », ce système peut être utilisé aussi bien pour la particule (mécanique quantique) que pour l’horizon (mécanique relativiste cosmologique).
Lorsqu’une ouverture temporelle imperceptible (dT) d’un écoulement de temps initial permet un écoulement du temps accéléré (dT= t), la particule peut expérimenter un futur de façon apparemment instantanée et imperceptible dans l’écoulement du temps initial.
La particule observable correspond à un temps de l’observateur mais aussi à une durée d’interaction de son horizon dans celui de l’observateur. Évoluant dans l’ouverture temporelle de l’horizon de l’observateur, une particule peut reprendre son immobilité initiale dans cet horizon. Dans ce cas, son évolution n’est pas observable.
La propagation d’une particule n’est donc qu’une apparence dans un horizon donné. Sa trajectoire pourrait être curviligne dans l’horizon d’un observateur et rectiligne dans les ouvertures temporelles de cet horizon, et réciproquement. Les durées des ouvertures temporelles d’un horizon sont définies par le mouvement périodique d’une particule dans son horizon, elle-même horizon de particules. Utilisé aussi bien pour un horizon que pour une particule, ce mouvement périodique est donc fondamental.
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2- Le mouvement fondamental de dédoublement |
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Pour en savoir plus, voir la première publication scientifique de JPGM [1] en 1998 qui donne tous les détails concernant les explications ci-dessous :
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2.1- Définition d'un spinback |
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Le mouvement fondamental (équation fig. 5) se compose de trois rotations simultanées dans l’horizon défini par W0 = 2W1 (figure 3) :
1°) Une rotation j (centre o0) du rayon de W0 (diamètre de W1).
2°) Une rotation j de W1 dans l’espace autour de ce diamètre.
3°) Une rotation 2j de W1 sur lui-même.
Figure 3
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
Si j=p, cette triple rotation est appelée "spinback" de la particule ou de l’horizon W0.
Ce mot vient de spin (tourner) et back (retour) :
deux spinbacks (j=2p) de W0 redonnent les conditions initiales (j=0).
La particule Wn=W0/2n, avec n entier ³ 0, est aussi un horizon qui effectue le même mouvement dans l’horizon 2Wn pendant le trajet tangentiel de 2Wn sur W0 (effet d’échelle, de loupe ou de zoom). Semblable au spinback de W0, le spinback de 2Wn sur W0 sera appelé « spinback tangentiel ».
Le spinback de W0 entraîne une dissociation de W0, W1, W2,…, Wn en A et une reconstitution en A’ (figure 4a). S’effectuant dans le plan de W0, cette reconstitution dans le plan (xy) inverse le mouvement de W1 et conserve ceux de W2, W3, …,Wn.
Figure 4a Figure 4b Figure 4c Figure 4d
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Pendant le spinback de W0, s’effectuent 2 spinbacks de W1 dans W0, 4 spinbacks de W2 dans W1, … , et 2n spinbacks de Wn dans Wn-1.
Ceux-ci entraînent une reconstitution intermédiaire au centre de W0 dans le plan (yz) perpendiculaire au plan (xy) de W0 (figure 4b). Passant par le centre de W0, effectués à l’intérieur de W0 (donc inobservable dans l’horizon We où W0 est une particule), ces spinbacks seront appelés « spinbacks radiaux ».
Dans We l’intérieur de la particule est inobservable (figure 4c).
Les trajets de W1, W2,..., Wn peuvent donc être considérés comme des trajets radiaux virtuels dans W0 selon l’axe radial AA’ (figure 4d).
Or, la trajectoire réelle de la particule tangentielle interne Wn sur l’horizon W1 correspond au trajet radial réel dans W0 (figure 5).
Figure 5 Figure 6
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En réalité, cette trajectoire entraîne dans son mouvement les horizons W2, W3, …, Wn qui effectue respectivement 22, 23, …, 2n spinbacks pendant le spinback de W0 (figure 6).
Par définition, le spinback de Wn s’effectue dans l’horizon 2Wn, "n.
Il peut être radial (figure 7a) ou tangentiel (figure 7b).
Figure 7a Figure 7b
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
Lorsque le spinback de 2Wn est tangentiel sur W0, il correspond à deux spinbacks radiaux de Wn dans 2Wn.
"n, les 2n spinbacks de Wn (rayon R/2n) forment dans W0 (rayon R) un trajet radial égal à pR (figure 8a).
Dans l’horizon externe We (où W0 est une particule), le trajet radial de Wn (pour n suffisamment grand) semble rectiligne et égal à 2R.
Le changement d’échelle qui transforme un horizon de particules en particule dans un horizon transforme donc pR en 2R (figure 8b).
 
Figure 8a Figure 8b
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
Le trajet radial de Wn dans l’horizon tangentiel (2Wn)t est 2n plus lent que le trajet radial de Wn dans l’horizon radial (2Wn)r.
Or, W0 est une particule qui effectue dans son horizon externe We un mouvement radial 2n fois plus lent que Wn. La particule 2Wn, dissociée en (2Wn)t et (2Wn)r, se retrouve donc reconstituée par superposition de (2Wn)t et de (2Wn)r à la fin du spinback de W0.
Les horloges dans l’horizon tangentiel (2Wn)t et dans l’horizon radial (2Wn)r sont donc les mêmes mais elles ne tournent pas à la même vitesse.
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2.2- Anticipation de la particule radiale |
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Par définition, la rotation tangentielle p-p/2n de l’horizon (2Wn)t correspond à 2n-1 spinbacks radiaux de Wn (figure 9a).
Les horizons (2Wn)r et (2Wn)t englobent la même particule Wn qui est dans deux "états différents : tangentiel dans (2Wn)t où le spinback est en cours et radial dans (2Wn)r où le spinback est terminé.
Ce spinback radial peut être considéré comme une « anticipation » du spinback tangentiel. Or, une rotation virtuelle initiale p/2n de W0 permet de considérer un spinback tangentiel virtuel (ou anticipatif) de W0 avant son spinback réel (figure 9a).
Ce spinback virtuel entraîne un trajet radial virtuel 2R/2n de W0 correspondant à donc bien à une anticipation de cet horizon initial.
Figure 9a Figure 9b
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2.3- Dilatation de la particule radiale (2n = 8) |
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Supposons qu’après la rotation p-p/2n, la particule radiale (Wn)r soit dilatée en (2nWn)r=(W0)r semblable à W0. Dans ce cas, (2Wn)t devient la particule initiale de l’horizon initial (W0)r qui, terminant son spinback radial réel, apparaît comme un horizon initial effectuant son spinback 2n fois plus rapidement (figure 9b).
Or, dans un espace à trois dimensions, cette dilatation (´2n) de la particule radiale peut se faire en n=3 dilatations (´2) successives. En effet, lorsque la particule initiale o0 (figure 10a) se laisser entraîner par le mouvement du premier spinback de W1, elle entraîne avec elle son horizon W0 (figure 10b).
Figure 10a Figure 10b
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Après la rotation p/2 de W0, elle possède, dans le plan yz perpendiculaire au plan initial xy, une vitesse double (celle de o1) au centre d’un espace double de celui de W1.
Elle devient donc 2o1 au centre de 2W1 (figure 10b).
Le plan yz devient le plan initial de l’horizon dilaté 2W1 avec un mouvement tangentiel deux fois plus rapide que celui de W0 dans le plan initial xy. Une rotation p/2 de 2W1 dans ce deuxième plan initial yz correspond à la rotation p/4 de W0 (figure 10a).
Avec la vitesse de o2 dans le plan xz perpendiculaire au plan yz, la particule initiale o0 devient 4o2 dans l’horizon dilaté 4W2. Une rotation p/2 de 4W2 dans ce troisième plan initial zx correspond à la rotation p/8 de W0 (figure 10a).
Avec une vitesse huit fois plus grande dans le plan initial xy perpendiculaire au plan xz, la particule initiale o0 devient 8o3 dans l’horizon dilaté 8W3, juxtaposé à l’horizon initial W0 (figure 11a).
De la même façon, la rotation p-p/8 de 8W3, correspondant à la rotation (p-p/8)/8 de W0, transforme la particule 8o3 en 64o6 dans l’horizon dilaté 64W6 (figure 11b).
Figure 11a Figure 11b
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La position de 64W6 pourrait être considérée comme la position initiale de W0 avant ses deux spinbacks radiaux dans 2W0, correspondant au spinback tangentiel de W6 sur W0 (figure 12a).
64 fois plus lent que le spinback de 64W6, le spinback de W0 correspond à la rotation p/2 de 2W0. L’horizon dilaté 64WW6 effectue donc son premier spinback avant celui de W0 et après la rotation p-p/128 de W0. (figure 12b).
Figure 12a Figure 12b
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2.4- Echange du radial et du tangentiel |
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Après la dilatation (´23) de W3, correspondant à la rotation p-p/8 de W0, l’horizon dilaté (W0)r est semblable à W0, mais l’axe radial de (W0)r est incliné de p/8 sur l’axe radial de W0 (figure 14).
Figure 14
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Cette dilatation interne de la particule (W3)r dans son horizon reste inobservable dans l’horizon externe We où W0 est une particule.
Initialement (figure 15a), l’horizon 2W3 sur W0 est virtuel sur l’axe radial de (W0)r.
Figure 15a Figure 15b
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La dilatation de (W3)r en (W0)r la rend réelle en la remplaçant par la particule (W6)r dilatée elle aussi en (8W6)r=(W3)r (figure 15b).
L’anticipation de (W0)r selon l’axe radial de (W0)r procure alors une rotation supplémentaire réelle p/8 à la rotation tangentielle p-p/8 de (2W3)t qui termine son spinback avant le spinback de W0.
Cette fin du spinback de (W0)r entraîne un dédoublement de la particule initiale et une possibilité d’échange du tangentiel et du radial avant la fin du spinback de W0 qui termine ce dédoublement (figure 16).
Figure 16
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
Avec cet échange, la particule change d’écoulement du temps.
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2.5- L'accélération de l'écoulement du temps |
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Dans l’horizon externe We de la particule W0, les dilatations internes de W3 et de W6 dans W0 sont imperceptibles. De plus, compte tenu du mouvement radial de W0, l’échange du radial et du tangentiel est imperceptible. Il a lieu pendant le neuvième spinback radial de W3 (figure 17a).
Figure 17a Figure 17b
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
Cet échange est englobé dans un horizon de W0 comprenant 9 spinback radiaux de W3. Cet horizon correspond à un seuil de perception dans We (figure 17b).
L’échange, imperceptible hors de W0, correspond à un temps accéléré dans W3 où (du fait de la dilatation de W3 en 8W3) s’effectue le même mouvement que dans W0 mais dans un temps 8 fois plus rapide. (figure 18a).
Figure 18a Figure 18b
(Copyrignt © JPGM 1997-2008)
De même, dans 8W3, un échange imperceptible commence au neuvième spinback de W6. Il correspond à un temps accéléré dans W6 où (du fait de la dilatation de W6 en 64W6) s’effectue le même mouvement que dans W0 mais dans un temps 64 fois plus rapide.
Le dixième spinback radial est donc le premier spinback tangentiel au moment de la dilatation de W3 en 8W3 ou de W6 en 64W6.
L’échange du radial et du tangentiel ne pourra s’effectuer que si la perception du temps s’accélère en passant de 1 à 10.
Elle s’accélérera donc de 1 à 103, au cours des deux échanges du radial et du tangentiel dans 8W3 et 64W6. Dans le même temps, elle s’accélérera de 1 à 10 dans W0. À la fin du spinback de 8W3 ou de 64W6, la différence sera toujours de 102 (figure 18b).
À la fin du spinback de W0, le radial (=10) et le tangentiel (=1) dans W0 deviennent donc le radial (=102) et le tangentiel (=10) dans W’0. L’échange s’effectue donc avec une accélération de 1 à 10 de la perception du mouvement aussi bien radial que tangentiel.
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2.6- Les sept temps stroboscopique nécessaires au dédoublement |
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Ces échanges de particules s’effectuent dans une ouverture temporelle commune. Ils nécessitent six temps intermédiaires stroboscopiques déterminés par sept horizons emboîtés de W0 à W6.
La particule externe W0 est la première, l’intermédiaire W3 est la quatrième, et l’interne W6 la septième.
L’anticipation et le premier échange s’effectue dans le huitième.
Le neuvième effectue l’échange inverse.
Nous retrouvons ainsi les conditions initiales dans le dixième.
Lorsque la transformation de dédoublement se termine, les sept horizons sont juxtaposés. Les échange de particules ont lieu.
Puis, la transformation de dédoublement suivante commence :
le septième et dernier horizon 2(64W6) du premier dédoublement devient le premier horizon W-1=2W0 du deuxième dédoublement.
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3- Conditions et équation d'échange |
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Les variables sont écrites dans un nouveau formalisme :
R0 et W0 sont respectivement le rayon R0 et l’horizon W0 "observable dans l’horizon W0". De même, (R0)1 ou (W0)1 signifient R0 ou W0 "observable dans l’horizon | |
