théorie du dédoublement - changez votre futur

théorie du dédoublement - changez votre futur   sommaire             accueil    formations    une connaissance universelle    changez votre futur    les ouvertures temporelles    théorie du dédoublement     theorie du dedoublement 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 récompense pour 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     une idée de base en avant propos   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 1997-2007)                   résumé 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].   introduction 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 1997-2007)   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. (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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.   1- temps d'observation et de non observation 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 1997-2007)   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.     2- le mouvement fondamental de dédoublement pour en savoir plus, voir la première publication scientifique de jpgm [1] en 1998 qui donne tous les détails concernant les explications ci-dessous :        2.1- définition d'un spinback 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 1997-2007)   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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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 1997-2007)   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 1997-2007)     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.        2.2- anticipation de la particule radiale   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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)          2.3- dilatation de la particule radiale (2n = 8) 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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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 64w6 effectue donc son premier spinback avant celui de w0 et après la rotation p-p/128 de w0. (figure 12b).                                     figure 12a                                            figure 12b (copyrignt © jpgm 1997-2007)        2.4- echange du radial et du tangentiel 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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   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 1997-2007)   avec cet échange, la particule change d’écoulement du temps.        2.5- l'accélération de l'écoulement du temps 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 1997-2007)   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 1997-2007)   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.        2.6- les sept temps stroboscopique nécessaires au dédoublement   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.   3- conditions et équation d'échange 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 w1". l’échange du radial et du tangentiel impose une condition : le trajet tangentiel (pr)0 observable dans w0 s’effectue dans le temps d’un spinback de w0 mesuré par l’angle de rotation (p)0 (figure 18a). ce temps (p)0 est celui du dédoublement (radial et tangentiel) dans w0 entre deux reconstitutions. autrement dit, (pr)0/(p)0=(r)0 est la vitesse tangentielle sur w0 dans le temps du dédoublement (p)0.                                         figure 18a                                  figure 18b (copyrignt © jpgm 1997-2007)   le trajet radial (pr)3 observable dans w3 (figure 18b) s’effectue dans le temps de la traversée de l’horizon w0 mesuré par la longueur (2r)3. compte tenu de la dilatation de w1 en 2w1, après la rotation p/2 de w0, ce temps est celui de deux dédoublements (radial et tangentiel) de w3 entre deux reconstitutions dans w0. autrement dit, (p)3=(pr)3/(r)3 est la vitesse tangentielle sur w0 dans le temps d’un dédoublement (r)3. cela implique que l’échange du trajet radial et du trajet tangentiel ne pourra s’effectuer que si la vitesse radiale (r)0 et la vitesse tangentielle (p)0 peuvent s’échanger. de même, pour (r)3 ou (p)3. or, le trajet radial (pr)3 doit être le diamètre de (2r)3 de w0 (condition du paragraphe 2.2.1, figure 8). le trajet tangentiel (pr)0 doit donc être égal à (p2r/2)3 (figure 19b).                                         figure 19a                           figure 19b (copyrignt © jpgm 1997-2007)   l’échange de p et de r dans (pr)0 ne change rien. l’échange dans (p2r/2)3 donne (pr2/4)3. la condition d’échange (notée  ) sera : (pr2)3  (4pr)0            (4) cette condition fondamentale fait correspondre une surface avec une longueur : mais elle sous-entend que le dédoublement se termine avec le spinback de w0 au moment où w0 se dilate en 2w0. cette dilatation nécessite une référence avec un rayon unitaire r commun au début et à la fin du dédoublement et tel que la rotation p correspond au trajet pr. la condition (4) devient alors l’équation :   (pr2)3 = (4prr)0                                                                                                   (4’)    cette équation sera possible grâce à un changement d’échelle d’espace et de temps de spinback entre l’horizon intermédiaire w3 et l’horizon externe w0. cette équation peut être obtenue par un calcul beaucoup plus long mais moins élégant (publication, j.p. garnier malet, 1998) qui conduit à définir des changements d’échelle d’espace (ed) et de temps (et) tels que :   et = 1/ed = 2p1/2                                                                           (5) 4r0 = edpr3 = p1/2r3/2                                                               (5’) q02 = etq3 = 2p1/2q3                                                                      (5")   où q0 et q3 sont respectivement les angles de rotation de w0 et w3. en effet, lors de la reconstitution finale (où q0=q3=p), les relations (5’) et (5") entraînent bien :   p2r0 = p2r3   selon (5’) et (5"), ed transforme un trajet radial r0 en un trajet tangentiel pr3, et et transforme q3 en q02, ou (8p)3 en (64p2)0 pendant leurs spinbacks communs. cela correspond bien aux emboîtements des sept horizons nécessaires au dédoublement (w0, w3, w6) et à leur dilatation respective (20= 1, 23= 8 et 26= 64).   4- conditions de juxtaposition trois vitesses radiales c0, c1, and c2 sont nécessaires entre deux reconstitutions des trois horizons emboîtés. l’échange du tangentiel et du radial entre w0 et w3, dilaté en (w0)r nécessite (au cours du spinback tangentiel de w0) une vitesse radiale c0 correspondant à 7 spinbacks radiaux de w3 de vitesse radiale c1, tels que (figure 20a) :                      c0= 7c1.                                                                                          (6)                             figure 20a                    figure 20b                      figure 20c (copyrignt © jpgm 1997-2007)   effectuant dans le même temps un mouvement radial l’horizon w0 englobe 9 spinbacks radiaux de la particule interne w3 (figure 20b). le premier spinback de w3 correspond au 10ème spinback radial de w6 (figures 20c). de même pour w6 dans w3 (figure 21a). au 4ème spinback de w3 dans 2w3 (correspondant à une accélération des spinbacks de w3 de 1 à 105), w3 a effectué 4+1/12=72/12 spinbacks radiaux dans w0  (figure 21b). si la vitesse radiale de w6  est c2 , la vitesse radiale c1 est telle que :   c0 = 7c1 = (73/12)105c2.                                                            (6’)                          figure 21a                                  figure 21b (copyrignt © jpgm 1997-2007)    5- vitesse d’information du temps présent c2 c2 est la vitesse radiale maximum de l’horizon interne w6 pendant le dédoublement. pendant le temps t des 4×54 = 216 spinbacks (pr) de la particule w6, l’accélération du mouvement de cette particule passe de 1 à 106 tandis que celle de l’horizon w0 passe de 1 à 102 (figure 22).     figure 22 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   il est possible de calculer cette vitesse de dédoublement dans n’importe quel espace en dédoublement. toutes les étoiles sont des systèmes doubles possédant des systèmes planétaires en accord avec la théorie du dédoublement. l’observation qui, dans les années 1960 ne révélait que 15 % d’étoiles doubles, en a dévoilé maintenant 87 % dans notre galaxie. les planètes d’autres étoiles ou « exoplanètes » commencent, grâce à l’observation de plus en plus performante, à ne plus être des exceptions. il est donc possible de calculer la vitesse de dédoublement dans n’importe quelle étoile et, en particulier, dans notre système solaire en prenant le rayon solaire comme mesure des distances et le jour de la terre comme mesure du temps. ce rayon est bien celui de la particule r dans son horizon de dédoublement (nuage de oort et ceinture de kuiper) l’observation de ce diamètre n’étant pas très précise, il est possible d’obtenir une plus grande précision en considérant le diamètre de la terre qui est lié à celui du soleil par la relation théorique du dédoublement (j.p. garnier malet, 1997), à savoir :                 2r = diamètre du soleil = (100/16)(p5/2)(2rt)               2rt = diamètre de la terre dans le plan de l’écliptique = 12751,55 km.   la théorie du dédoublement impose de prendre comme diamètre de la terre le diamètre du cercle situé dans le plan w0 de juxtaposition initial et final de la transformation cyclique de dédoublement qui est le plan de l’écliptique (fig. 23)   figure 23 (copyrignt © jpgm 1997-2007)     c’est ainsi que l’application dans le système solaire de la théorie du dédoublement a pu « calculer » de façon théorique cette vitesse en km./sec. :   c2 = (216pr/t)104 =54p5/2(prt/4t)106 = 299 792 km./sec.                              (7)   avec :      2t = 365,25´24´3600 sec. = un an (2 spinbacks).   selon la théorie du dédoublement, le plan de l’équateur écliptique (fig. 23) oscille au cours d’un cycle de 25 920 ans (garnier malet, 1997).   la position en début de cycle correspond à :         p/8(1-2/100) = 22,05°. il augmente de :                                                    p/8(1/10+1/100) = 2,475°. en fin de cycle, il doit correspond à :                     p/8(1+1/10-1/100) = 24,525°.   il est actuellement de 23,45°.   6- théorème des trois horizons de dédoublement      6.1- enoncé du théorème   une transformation de dédoublement nécessite trois particules (interne, intermédiaire et externe), emboîtées dans sept temps stroboscopiques. la particule interne est dans le premier temps stroboscopique (le plus rapide = futur), l’intermédiaire est dans le troisième (présent), et l’externe est dans le septième (le plus lent = passé).   il est possible de démontrer le théorème fondamental suivant :   -         les conditions initiales et finales doivent transformer le premier spinback tangentiel de la particule interne w6 en 999 spinbacks radiaux de son horizon w3.   -         l’horizon w3 est une particule effectuant 666 spinbacks dans l’horizon initial w0, lui-même particule effectuant 333 spinbacks dans l’horizon dilaté w-1 = 2w0.          6.2- hypothèses (rappel)   chaque horizon, w0 (externe), w3 (intermédiaire) et w6 (interne), emboîtés dans la même transformation de dédoublement a une vitesse radiale respective, v0, v3 et v6, et une vitesse tangentielle respective, u0, u3 et u6 (figure 24).   figure 24 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   l’horizon intermédiaire w3 termine son spinback lorsque l’horizon interne w6 termine son trajet radial dans w3. avec les changements d’échelle (5), (5’), (5")  du paragraphe 3, la relation (5") transforme q6 en q23, ou 8p en 64p2 pendant leurs spinbacks communs. dans la particule w3 (horizon de w6), le trajet radial r6 effectué pendant le temps t6 d’un spinback interne p de w6 (figure 24) doit être égal au trajet radial (r62)3 observable dans w3 effectué pendant le temps (t62)3 d’un spinback intermédiaire (p2)3 de w6. la vitesse tangentielle u6=(pr/t)6, observable dans w6, devient donc (u62)3, observable dans w3. figure 25  (copyrignt © jpgm 1997-2007)   dans le même temps, le changement d’échelle (5’) transforme (pr)6 (trajet tangentiel) en r3 (trajet radial). la relation (5) permet de faire les changements d’échelle simultanés (et et ed) sans modifier les observations puisque (et ed=1). la vitesse tangentielle u6= (pr/t)6 devient donc la vitesse radiale (r3/t6)32.        6.3- relativité du temps dans la particule intermédiaire   le temps t6 correspond au spinback de w6 pendant son trajet radial. selon les conditions précédentes, il sera le temps t0 du spinback de w0 lorsque :   v0 = 8u0 = (v3)0 = (u32)0 = (u3)3 = (1/8)(v3)3 = (1/8)(u62)3.   v0/8 = (1/82)(u62)3 = (u6/8)6   du fait de la possibilité d’échange du radial et du tangentiel, dans w3, la vitesse radiale v0 est égale à la vitesse tangentielle u6 qui devient (u62)3 dans w6. mais la vitesse radiale v0 est aussi (u32)0. cela entraîne :   (t62)3(u62)3 = (t02)3[(u62)3 - (u32)3].                                           (8)   dans la particule intermédiaire w3, cette équation donne la relativité du temps entre la particule externe w0 et la particule interne w6. comme :   v3 = 8u3 et v6 = 8u6,   l’équation devient dans w3 :   t62u62 = t02(u62 - u32) = 64t62v62 = 64t02(v62 - v32)   ce qui donne le changement de temps (relation de la relativité) :   (t6/t0)2 = 1 – (v3/v6)2                                                                 (8’)   dans w3, (t6)3 est la mesure du temps t dans w3 et (v6)3 est la vitesse maxima c observable dans w0 et w6 par w3. (v3)3 est la vitesse radiale v de la particule évoluant dans le temps t. cette relation peut donc s’écrire sous la forme bien connue :   t2/t2 = 1 – v2/c2                                                                          (8")   seules, les explications de j.p. garnier malet (concernant l’application de sa théorie du dédoublement des temps, découverte en 1988 et publiée en 1998) a permis de donner aux scientifiques intéressés des réponses exactes concernant l’équation (8") qui intervient dans le correctif relativiste d’einstein g tel que :   1/g = (1 – v2/c2)1/2          n.b. ces réponses sont données dans la première publication en 1998 : voir références ci-dessus.        6.4- démonstration du théorème   compte tenu de l’accélération du mouvement de spinback de 1 à 10 entre les horizons emboîtés, les équations ci-dessus (8) et (8’) se vérifient pendant les juxtapositions initiales et finales pour un nombre de spinbacks multiples de 10 (figure 26).   figure 26 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   le 999ième spinback de la particule interne w6 termine la 3ème juxtaposition de la particule intermédiaire w3 et la 1ère de la particule externe w0. la troisième juxtaposition dilate w3 en 2w3. le 1er spinback réel de w6 dans w3, est donc le 1000ième après les 999 spinbacks virtuels. ces 999 spinbacks virtuels proviennent donc des spinbacks intermédiaires (2/3=666) et des spinbacks externes (1/3=333). nous avons vu que pr à l’intérieur de la particule correspond à p2r2 à l’extérieur. les (333/1000) spinbacks des deux particules virtuelles, à l’extérieur de w0, sont tels que :   (333/1000)2 = (10-1+10-2+10-3) - (10-4+10-5+10-6)                      (9)   c’est la condition pour échanger le trajet radial virtuel et le trajet réel tangentiel. cette condition initiale vérifie la condition finale à la fin du spinback de w0 :   1/1000 + 333/1000 + 666/1000 = 1                                            (10) les 999 spinbacks réels radiaux (internes) reviennent donc au début de la transformation (comeback) pour devenir 666 spinbacks intermédiaires et 333 spinbacks externes juste avant la fin du spinback de w0 pendant un trou temporel commun (fig 27). figure 27 (copyrignt © jpgm 1997-2007)        6.5- vitesse de spinback et énergie avant la juxtaposition finale, les trois vitesses radiales des trois particules emboîtées ne sont pas dans la même direction radiale. nous avons vu que la vitesse radiale observable v dans la particule intermédiaire est toujours le carré u2 de la vitesse tangentielle u de la particule interne ou externe. cette vitesse radiale observable u2 semble donc résulter d’une énergie externe ou interne puisqu’elle est proportionnelle au carré de la vitesse u. le rapport des spinbacks entre les trois particules emboîtées est donc le rapport des trois énergies nécessaires à leur dédoublement. À la fin de la transformation de dédoublement, la juxtaposition finale redonne les conditions initiales dans les mêmes rapports :                           1/1000 : particule externe,                         333/1000 : particule intermédiaire,                         666/1000 : particule interne.   ces rapports sont aussi les rapports des trois énergies emboîtés. nous appellerons :   e+, l’énergie de cohérence « 333 » de la particule intermédiaire. e-, l’énergie d’expansion « 666 » de la particule interne. e , l’énergie de mouvement (spinback) de la particule externe.   c’est le temps du spinback de la particule intermédiaire qui détermine la longueur de l’axe radial. selon l’équation (9) :   (e+)2=(333/1000)2 = (10-1+10-2+10-3) - (10-4+10-5+10-6) = e+ (1- 10-3) = 4(e-)2   l’énergie intermédiaire d’expansion e+ devient les énergies externes virtuelles de cohérence « 333 » et d’expansion « 666 » du prochain spinback. toutefois, la direction des vitesses radiales ne sont pas toujours les mêmes (figure 28).   figure 28 (copyrignt © jpgm 1997-2007)   juste avant la fin du premier spinback de la particule externe (avant l’ouverture temporelle commune), l’énergie d’expansion « 666 » est opposée à l’énergie de cohérence « 333 » sur l’axe radial. récemment, par deux observations différentes d’une supernova, deux scientifiques (saul permutter en amérique et brian schmidt en australie, janvier 1998) ont démontré que l’expansion de l’univers est accélérée par une énergie inconnue de répulsion ou anti-gravitation, opposée à l’énergie de gravitation. cette énergie serait 66,7% de l’énergie de l’univers. avec le théorème des trois horizons de dédoublement, nous pouvons dire que cette énergie n’est pas 66,7/100 mais 666/1000 de l’énergie initiale ei de notre univers.   cette énergie d’expansion « 666 millièmes » est observable à la fin du dédoublement. elle semble correspondre à une accélération de la dilatation de la particule interne. pendant le dédoublement, l’énergie d’expansion « 666 millièmes » n’est pas observable parce que l’énergie de cohérence « 333 millièmes » semble être l’énergie qui assure une cohésion de l’horizon intermédiaire. de même, les 9/10ème des spinbacks internes (figures 28 et 31) ne sont pas observables dans l’horizon intermédiaire avant la fin du dédoublement. cela explique les masses manquantes (9/10) qui correspondent à ce spinback virtuel (ou apparemment manquant). cette énergie d’expansion (répulsion ou anti-gravitation) n’est pas une nouvelle énergie résultant d’une masse négative, mais la conséquence d’échanges d’énergies par la juxtaposition finale des trois horizons emboîtés : l’énergie de cohérence devient l’énergie d’expansion pour l’observateur externe dans un trou du temps imperceptible. une application du mouvement fondamental dans le système solaire (j.p. garnier malet, 1998), permet de comprendre que cette énergie (expansion) devient perceptible actuellement parce que les six horizons solaires stroboscopiques commencent leur juxtaposition. l’expansion finale (dilatation) de l’univers apparaît donc maintenant avec la particule virtuelle initiale (big-bang). le futur perdu dans un trou temporel initial semble ainsi exploser dans le passé de l’univers. l’accélération de l’expansion de l’univers, limitée par le temps de la juxtaposition, nous prouve que nous sommes actuellement à « la fin des temps », c’est à dire à la fin des six temps stroboscopiques du dédoublement. de ce fait, le théorème des trois horizons peut expliquer de multiples observations actuelles dans le cosmos.   7- application au système solaire (j.p. garnier malet, 1998) la théorie du dédoublement permet de comprendre les orbites des planètes. le mouvement fondamental s’applique à ce système d’horizons emboîtés indispensable au dédoublement.        7.1- principe des trajectoires planétaires chaque planète est une particule interne effectuant un trajet radial dans une particule externe a qui effectue un trajet tangentiel sur un horizon w (figure 34). le centre o de l’horizon w est appelé « centre de cohérence » de la planète. figure 33 : trajectoire quasi-elliptique des planètes. (copyrignt © jpgm 1997-2007)          7.2- orbite quasi-elliptique de mercure le centre de cohérence de mercure ome (figure 34) correspond à une première dilatation d’une particule radiale solaire après anticipation de (2r/8)(1-18)=7r/32.   figure 34 : centre de cohérence de mercure. (copyrignt © jpgm 1997-2007)   ce centre de cohérence ome est le centre de rotation de l’horizon de mercure wme sur lequel la particule ame effectue un spinback tangentiel (figure 35).     figure 35 : trajet tangentiel et radial de mercure (ellipse de kepler) (copyrignt © jpgm 1997-2007)   le trajet radial de 2a/320 (noyau de mercure) dans a et le trajet tangentiel de a sur wme donne l’orbite quasi elliptique de mercure. les trajets radiaux et tangentiels de a/32 et a/4 expliquent les petites librations d’une planète autour de son plan orbital. les spinbacks "anticipatifs" expliquent l’accélération (périhélie) ou la décélération (aphélie) du mouvement orbital de la planète.        7.3- lois de kepler             7.3.1- première loi de képler les orbites planétaires sont des ellipses et le soleil est un foyer. par définition, le mouvement fondamental met le soleil comme un des foyers de chaque planète. la théorie du dédoublement définit le deuxième comme centre de cohérence de la planète.               7.3.2- seconde loi de képler la surface engendrée par la droite reliant le centre du soleil au centre de la planète est proportionnel au temps nécessaire pour la décrire. cette loi n’est pas la cause du mouvement mais l’effet résultant des spinbacks anticipatifs des horizons emboîtés. grâce à la théorie du dédoublement, les effets anticipatifs permettent de calculer l’accélération et la décélération du mouvement elliptique observable.               7.3.2- troisième loi de képler le cube de la moitié du grand axe des orbites planétaires est proportionnel au carré du temps de révolution de la planète. l’équation d’échange (4) du paragraphe 6 implique cette loi. avec un rayon (r-1)0=p1/2 au moment des spinbacks communs, l’équation devient (j.p. garnier-malet 1998) :    (pr2)1 = (4p3/2r)0   autrement dit, le cube de (p1/2)0 associé au trajet radial (r)0, correspond au carré de (p1/2)1associé au carré du trajet radial (r)1. le coefficient de proportionnalité est rigoureusement égal à 4. la loi de kepler utilise les distances du soleil aux planètes : ce coefficient est alors « approximativement » égal à 4.        7.3- vérification de la relativité d'einstein le mouvement fondamental donne aussi le mouvement de l’axe radial (aphélie-perihélie) : p/64 spinbacks de mercure et l’anticipation de (1/100)(p/32) spinbacks correspondent à 800 spinbacks de la terre (400 ans). cela entraîne tous les 100 ans la rotation qe de l’axe de mercure :   qe = (p/4)(1/64 +1/3200) = 43,03’   cet angle est bien le « mercury gap » que donne la théorie de la relativité d’einstein.        7.4- lois de newton la théorie du dédoublement généralise les lois de newton en permettant de modifier les orbites par des recalages successifs. ces recalages périodiques des orbites planétaires (fig. 33 et 33bis) correspondent aux juxtapositions finales sur l’axe radial initial dans les six temps d’un cycle solaire dont on peut calculer la durée et les dates importantes. comme le cycle actuel approche de sa fin, un recalage important et chaotique a déjà commencé sur terre. fig. 33bis : recalage par échange cyclique du radial et du tangentiel (copyrignt © jpgm 1997-2007)        7.5- centres de cohérence des espaces planétaires les centres de cohérences planétaires sont fixés par les spinbacks successifs (figure 36). figure 36 : centres de cohérences des planètes telluriques. (copyrignt © jpgm 1997-2007)   viennent ensuite les six centres de rotations intermédiaires dont dépendent les astéroïdes qui sont ainsi séparés en six groupes par des espaces vides appelés « lacunes ». l’ensemble forme un 1er horizon solaire correspondant à une succession de dilatations autour des centres de cohérence planétaires respectifs (figure 37).                                fig. 37a : mercure.                        fig. 37b :vénus. (copyrignt © jpgm 1997-2007)                                    fig. 37b : vénus.                           fig. 37c : terre (écliptique). (copyrignt © jpgm 1997-2007)                                    fig. 37c : terre.                             figure 37d : mars. (copyrignt © jpgm 1997-2007)          7.6- les associations de horizons planétaires du dédoublement dans le système solaire, le dédoublement donne six associations des horizons des particules solaires et planétaires : 1 soleil-pluton,                   2 mercure-neptune, 3 vénus-uranus                  4 terre-saturne 5 mars-jupiter                    6  astéroïdes-ceinture de kuiper. nous retrouvons la loi de titius-bodes avec les spinbacks successifs (voir la communication j.p. garnier-malet, 1998) :   ¯  soleil           4          =   4         Û     pluton       4+3072  =  3076 ­ ¯  mercure      4+  3    =   7         Û     neptune    4+1536  =  1540 ­ ¯  vénus          4+  6    =  10        Û     uranus      4+ 768   =   772  ­ ¯  terre           4+12    =  16        Û     saturne     4+ 384   =   388   ­ ¯  mars           4+24    =  28        Û     jupiter       4+ 192   =   196   ­ ¯  astéroïdes   4+48    =  52                         total                =  5972 ¯  horizon       4+96    = 100       ­                        = (216´27)+167*      total                       = 216+1   grand axe de mercure : 167 = 164 rayons solaires + 2amercure.        7.7- double horizon intermédiaire et vitesse de la lumière la théorie implique 216 spinbacks pour l’horizon intermédiaire aterre (figure 38). la terre est la particule interne de aterre dans le plan initial appelé « écliptique ».   figure 38 : trois dilatations et trois juxtapositions (copyrignt © jpgm 1997-2007)   correspondant à la sixième dilatation, les astéroïdes forment six groupes de juxtapositions intermédiaires. les planètes géantes sont associées aux planètes telluriques selon le tableau précédent. leur horizon correspond à la ceinture de kuiper. dans l’horizon initial, la particule interne de aterre est associée à la particule interne asaturne de la façon suivante (figure 39) :     figure 39 : association terre-saturne des particules a. (copyrignt © jpgm 1997-2007)   la relation (7) permet de calculer la vitesse de dédoublement dans cet horizon de juxtaposition intermédiaire :   c2 = 216.106p5/2[p(r/8)/2t] = 299 792 km/s.                                (8)   avec le rayon de la terre : r =6378 km, et le temps de 2 spinbacks : 2t = 1 an = 365,25´24´3600 sec.        7.8- ouverture temporelle solaire (24 835 ans=100 années de pluton) le temps de (12´216) spinbacks de la particule de la terre correspond à (1/2)´(217) spinbacks de son horizon solaire (j.p. garnier malet, 1998) :   t(terre) = (12´216) - (1/2)´(216+1) = 2 483,5 spinbacks de la terre.   avec l’accélération (de 1 à 10), le temps du dédoublement solaire est :   10t(terre)  = 25 920 - 1085 = 24 835 ans.   cela correspond à 200 spinbacks de l’horizon du couple soleil-pluton. l’année de pluton (2 spinbacks) est de 248,35 ans. la période de 25 920 ans est le temps de la rotation de l’axe polaire de la terre. les 1085 ans correspondent au temps de la rotation de son horizon solaire.        7.9- trajet radial de l’ouverture temporelle (14,818 109 années lumière) l’équation (6) permet de calculer le temps de l’ouverture temporelle de l’univers qui correspond au trajet radial de notre lumière dans le temps du cycle solaire de dédoublement (garnier-malet j.p. 1999). en fait, cette équation qui est la suivante :   c0 = 7c1 = 7(49/12)105c2.   donnent les rapports de temps de la même observation dans trois horizons ou particules successives. pendant 2/10 (dilatation 2 et accélération radiale 1 à 10) de 25 920 ans(cycle solaire de notre lumière ou trajet radial le plus rapide), la lumière de l’univers (trajet tangentiel sur l’horizon) utilise seulement 2´1080 ans. nous pouvons donc dire que l’âge de l’univers est :   (2/10)´25 920´(7(49/12)105 = 14,818 109 années lumière   moins l’anticipation finale (1080 ans) et la virtuelle anticipation initiale (1080 ans) :   (2/10)´(2´1080) ´7(49/12)105 = 13,583 109 années lumière.   la différence est la frontière commune entre le premier horizon et la dernière particule.   8- conclusion le mouvement fondamental permet à chaque particule de disposer d’un référentiel dynamique. avec lui, une particule externe peut anticiper un événement futur dans l’horizon d’une particule interne et introduire ce futur dans l’horizon d’une particule intermédiaire. grâce à cette hyperincursion de son futur dans son passé, cette particule intermédiaire obtient un passé instantané correspondant à son futur. son événement présent est donc toujours l’actualisation d’un potentiel résultant  de cette hyperincursion. l’horizon d’un observateur physique pourrait être juxtaposé avec des horizons de particules virtuelles pendant une ouverture temporelle. un observateur physique pourrait donc anticiper son futur. dans les prochaines années (entre 2002 et 2012), ce sera la fin du cycle solaire (garnier-malet j.p. 1997) : l’explosion solaire du 13 mars 1989 est la 4ième des sept explosions nécessaires pour équilibrer les six temps stroboscopiques de nos six horizons solaires. l’accélération de l’expansion de l’univers, déduite de l’observation par brian shmidt and saul perlmutter (janvier 1998) confirme cela. À la fin du cycle solaire, nous observerons la juxtaposition finale des six particules ou horizons emboîtés (solaires, galactiques et universels) qui correspondront à la juxtaposition des six horizons solaires emboîtés. pendant le cycle de dédoublement solaire de 24835 ans, 13,583 109 années lumière est la distance parcourue par notre lumière (avec la vitesse : c2 = 299 792 km/sec). cette distance est observable par un observateur terrestre. elle ne l’est pas par un observateur virtuel galactique or universel. il existe deux observateurs virtuels : l’observateur universel o0 (vitesse c0 = 7c1), l’observateur galactique o1 (vitesse c1 = (49/12)105c2) et l’observateur réel terrestre o2 (vitesse c2). ces trois observateurs construisent leur référentiel dynamique selon les hypothèses initiales. À la fin de la transformation de dédoublement de notre système solaire, la juxtaposition des sept horizons nous fournira l’occasion d’une observation de l’univers. cette observation s’effectuera à l’extérieur de l’ouverture temporelle universelle et à l’intérieur des ouvertures temporelles des deux observateurs virtuels. les sept temps stroboscopiques qui sont nécessaires pour la transformation de dédoublement du système solaire en 24835 ans, s’équilibreront dans le même temps et le même espace... puis, une nouvelle transformation recommencera et les sept stroboscopes du temps redémarreront pour un nouveau cycle de 24835 ans, divisé en 12 périodes de 2070 ans. entre ces deux cycles, il sera difficile de prédire le futur de notre planète si nous ne faisons pas attention à la fin de ces six temps solaires.   9- réflexions hors publications scientifiques      9.1- les sept divisions du temps l’échange des observateurs correspond à un échange entre le trajet radial d’un observateur et le trajet tangentiel de l’autre ce n’est possible qu’avec sept divisions du temps (j.p. garnier-malet, 1998, 1999) qui impliquent six horizons doubles intermédiaires. la juxtaposition des trois observateurs emboîtés à la fin du dédoublement nous permet de voir que la particule finale dilatée et anticipative 12a=2(6a) de l’horizon 35a=243a a aussi une particule anticipative a (figure 40). cette dernière particule est la particule initiale après la transformation de dédoublement qui utilise : 28=256 trajets radiaux. cela montre les changements d’échelle d’espace et de temps entre la particule initiale a et l’horizon final 9w en mouvement dans la même transformation. la structure de cette figure est une structure fractale. c’est en fait une structure dynamique qui superpose toujours six structures anticipatives emboîtées dans une septième pour trois observateurs dédoublés. figure 40 : dédoublements simultanés de a et de w. (copyrignt © jpgm 1997-2007)   platon connaissait-il l’hyperincursion du futur dans le passé plus de quatre siècles avant j.c. ? « À l’aide de l’intervalle un plus un huitième (figure 27), il combla tous les intervalles de un plus un tiers (figure 30), laissant subsister de chacun une fraction telle que l’intervalle restant fût défini par le rapport 243/256 (figure 40). » (timée/critias de platon.) le dédoublement correspond bien à la définition qu’il en donnait : « entre l’etre divisible et qui reste toujours le même et l’etre divisible qui devient dans les corps, il forma par un mélange des deux premiers une sorte de troisième etre. » ceci dit, l’observateur initial est dans le premier horizon, sa perception du temps est très lente. l’observateur intermédiaire est dans le 4ème horizon, sa perception du temps est plus rapide. l’observateur interne est dans le 7ème horizon, sa perception du temps est encore plus rapide. les trois observateurs pour les trois horizons (1er, 4ème et 7ème) divisant six fois le temps, correspondent aux trois vitesses de perception du temps (c0, c1, c2), liées par la relation (6) :   c0 = 7c1 = 7(49/12)105c2.       où c2 est la vitesse de notre lumière.        9.2- dédoublement des observateurs nous vivons dans un système solaire qui est formé de systèmes anticipatifs emboîtés, conséquence du dédoublement. cette transformation qui concerne l’horizon solaire et ses particules existe aussi pour les observateurs dédoublés sur terre. la conséquence la plus importante de notre dédoublement est la possibilité d’échanger nos trois perceptions différentes du temps, durant les ouvertures de notre temps (temps de non perception ou d’inconscience). notre corps doit être relié en permanence aux six horizons doubles séparant les sept écoulements du temps nécessaires au dédoublement. mais seules, trois perceptions sont nécessaires pour obtenir les meilleurs réflexes vitaux. la fin imminente de cycle de dédoublement de notre système solaire, et donc de nous-même, ouvre les horizons les uns sur les autres et nos différentes perceptions peuvent se développer très vite. en utilisant les échanges d’observateurs et avec la connaissance des mouvements planétaires, il sera possible d’expérimenter différentes solutions futures. cela devrait nous permettre de résoudre bon nombre de problèmes corporels et planétaires puisqu’il est possible de rendre réel un futur virtuel.        9.3- une connaissance perdue les vieilles civilisations (sumérienne égyptienne, grecque, sémite) devaient connaître la transformation de dédoublement. un observateur initial restait indivisible dans son espace tout en devenant un observateur dédoublé dans un trou de son temps, elle-même dédoublée dans un trou de son temps, formant ainsi une "triple alliance" d’informations (passé, présent, futur) dans sept horizons emboîtés (1er, 4ème, 7ème). le dédoublement impose sept horizons : c’est sa caractéristique essentielle. il est donc normal de retrouver cette notion dans tous les écrits anciens, par exemple dans la triade pythagoricienne (monades = 1, quaternaire = 4 et septénaire = 7). cela ne signifie pas que la théorie du dédoublement était encore considérée comme une certitude scientifique. elle était sans doute devenue mystère religieux ou ésotérique. nous en avons pour preuve les épicycles de ptolémée qui sont une caricature enfantine des spinbacks dans le système solaire. ce savant du siècle avant j.c. était un compilateur incompétent. il faisait rouler des sphères virtuelles les unes sur les autres sans trop en comprendre l’utilité. une autre preuve concerne les sept planètes des alchimistes. le système dual planétaire associe bien les planètes deux à deux en formant sept horizons successifs. les adeptes de mithra au début de notre ère puis les alchimistes ont pensé à tort que ces sept horizons étaient le soleil, mercure, vénus, la lune, mars, jupiter et saturne, seuls « luminaires » observables dans notre ciel. tout le monde connaît les « six jours » de la bible et le septième jour de juxtaposition des horizons qui termine le dédoublement par un échange final.   certes, l’équation du dédoublement :   (qr02)0 = (4qr0r-1)-1,                                                                   (4) avec la condition : (q)n = (k)np, "n,   devait avoir un autre formalisme. il est possible de le retrouver.  (pr02) observé par o0 est égal à (4pr0r-1) observé par o-1 peut s’écrire : (pr02)0= (4pr0)0(2r0/8)0 = (4pr0)1(1)1.   en effet, l’échelle de temps et d’espaces transforme un horizon unitaire (r0=1) en un horizon dilaté (´2) avec un rayon 8 fois plus petit que le rayon r de la particule initiale (voir la communication j.p. garnier-malet 1998). les grecs pouvaient écrire cette relation sous la forme suivante :   (2pr02)0=ar0                avec a=(2pr0)0 et (r0)0=1   (2pr0r-1)-1 =wr            avec w=(2pr0)-1 et (r)-1=(r-1)-1=1   ainsi : wra=arw. curieusement, wra signifie la division du temps et arw, grandir dans le futur. le r pourrait être le lien entre l’a et l’w pendant le dédoublement qui dilate a en w. l’observateur qui supprimerait le lien r entre l’a et l’w (par échange des perceptions) deviendrait : l’alpha et l’oméga, le premier et le dernier, le principe et la fin".   il est donc bien évident que les anciens connaissaient le principe dédoublement par dilatation de la particule a=w ainsi que l’hyperincursion du futur dans le passé.   copyright©1998-2007 jpgm      

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