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diff --git a/buch/chapters/10-vektorenmatrizen/gruppen.tex b/buch/chapters/10-vektorenmatrizen/gruppen.tex
index 9848469..cb37d05 100644
--- a/buch/chapters/10-vektorenmatrizen/gruppen.tex
+++ b/buch/chapters/10-vektorenmatrizen/gruppen.tex
@@ -182,7 +182,7 @@ begegnet, wo wir nur gezeigt haben, dass $AA^{-1}=E$ ist.
 Da aber die invertierbaren Matrizen eine Gruppe
 bilden, folgt jetzt aus dem Satz automatisch, dass auch $A^{-1}A=E$.
 
-\subsubsection{Homomorphismen}
+\subsubsection{Homomorphismen} \label{buch:gruppen:subsection:homomorphismen}
 Lineare Abbildung zwischen Vektorräumen zeichnen sich dadurch aus,
 dass sie die algebraische Struktur des Vektorraumes respektieren.
 Für eine Abbildung zwischen Gruppen heisst dies, dass die Verknüpfung,
@@ -313,14 +313,14 @@ auf einem geeigneten Vektorraum.
 \begin{definition}
 \label{buch:vektorenmatrizen:def:darstellung}
 Eine Darstellung einer Gruppe $G$ ist ein Homomorphismus 
-$G\to\operatorname{GL}_(\mathbb{R})$.
+$G\to\operatorname{GL}_n(\mathbb{R})$.
 \index{Darstellung}
 \end{definition}
 
 \begin{beispiel}
 Die Gruppen $\operatorname{GL}_n(\mathbb{Z})$,
 $\operatorname{SL}_n(\mathbb{Z})$ oder $\operatorname{SO}(n)$ 
-sind alle Teilmengen von $\operatorname{GL}_n(\mathbb{R}$.
+sind alle Teilmengen von $\operatorname{GL}_n(\mathbb{R})$.
 Die Einbettungsabbildung $G\hookrightarrow \operatorname{GL}_n(\mathbb{R})$
 ist damit automatisch eine Darstellung, sie heisst auch die
 {\em reguläre Darstellung} der Gruppe $G$.
diff --git a/buch/chapters/60-gruppen/lie-gruppen.tex b/buch/chapters/60-gruppen/lie-gruppen.tex
index d6fc007..e92c254 100644
--- a/buch/chapters/60-gruppen/lie-gruppen.tex
+++ b/buch/chapters/60-gruppen/lie-gruppen.tex
@@ -29,7 +29,7 @@ wenn es gelingt, eine Karte für eine Umgebung des neutralen Elements
 zu finden.
 Dazu muss gezeigt werden, dass sich aus einer solchen Karte für jedes
 andere Gruppenelement eine Karte für eine Umgebung ableiten lässt.
-Sei also $\varphi_e\colon U_e\mathbb{R}^N$ eine Karte für die Umgebung
+Sei also $\varphi_e\colon U_e \to \mathbb{R}^N$ eine Karte für die Umgebung
 $U_e\subset G$ von $e\in G$.
 Für $g\in G$ ist dann die Abbildung
 \[
diff --git a/buch/chapters/70-graphen/wavelets.tex b/buch/chapters/70-graphen/wavelets.tex
index ae065bc..ef1520e 100644
--- a/buch/chapters/70-graphen/wavelets.tex
+++ b/buch/chapters/70-graphen/wavelets.tex
@@ -174,14 +174,14 @@ die in der Umgebung eines Knotens wie die Konstante Funktion aussehen.
 Das Mutter-Wavelet einer Wavelet-Analyse zeichnet definiert, in welchem Mass
 sich Funktionen im Orts- und im Frequenzraum lokalisieren lassen.
 Die Standardbasis der Funktionen auf einem Graphen repräsentieren die
-perfekte örtliche Lokalisierung, Eigenbasis der Laplace-Matrix repräsentiert
+perfekte örtliche Lokalisierung, Eigenbasis der Laplace-Matrix $L$ repräsentiert
 die perfekte Lokalisierung im Frequenzraum.
 Sei $g(\lambda)\ge 0$ eine Funktion im Frequenzraum, die für  $\lambda\to0$ und
 $\lambda\to\infty$ rasch abfällt mit einem Maximum irgendwo dazwischen
 (Abbildung~\ref{buch:graphs:fig:lokalisierung}).
 Sie kann als eine Lokalisierungsfunktion im Frequenzraum betrachtet werden.
 
-Die Matrix $g(I)$ bildet entfernt aus einer Funktion die ganz hohen und 
+Die Matrix $g(L)$ bildet entfernt aus einer Funktion die ganz hohen und 
 die ganz tiefen Frequenz, lokalisiert also die Funktionen im Frequenzraum.
 Die Standardbasisvektoren werden dabei zu Funktionen, die nicht mehr nur
 auf einem Knoten von $0$ verschieden sind, aber immer noch einigermassen
@@ -190,15 +190,15 @@ Natürlich sind vor allem die Werte auf den Eigenwerten
 $\lambda_0 < \lambda_1\le \dots\le \lambda_n$ der Laplace-Matrix
 von Interesse.
 
-Die Matrix $g(I)$ kann mit Hilfe der Spektraltheorie berechnet werden,
+Die Matrix $g(L)$ kann mit Hilfe der Spektraltheorie berechnet werden,
 was im vorliegenden Fall naheliegend ist, weil ja die Eigenvektoren von
 der Laplace-Matrix bereits bekannt sind.
 Die Matrix $\chi^t$ bildet die Standardbasisvektoren in die
 Eigenbasis-Vektoren ab, also in eine Zerlegung im Frequenzraum ab,
 $\chi$ vermittelt die Umkehrabbildung.
-Mit der Spektraltheorie findet man für die Abbildung $g(I)$ die Matrix
+Mit der Spektraltheorie findet man für die Abbildung $g(L)$ die Matrix
 \begin{equation}
-g(I)
+g(L)
 =
 \chi
 \begin{pmatrix}
@@ -214,7 +214,7 @@ g(\lambda_0)&0&\dots&0\\
 \subsubsection{Dilatation}
 Die Dilatation um $a$ im Ortsraum wird zu einer Dilatation um $1/a$ im
 Frequenzraum.
-Statt also nach einer echten Dilatation der Spaltenvektoren in $g(I)$
+Statt also nach einer echten Dilatation der Spaltenvektoren in $g(L)$
 zu suchen, kann man sich darauf verlegen, Funktionen zu finden, deren
 Spektrum von einer Funktionen lokalisiert worden ist, die eine Dilatation
 von $g$ ist.
@@ -225,9 +225,9 @@ Die zugehörigen Wavelet-Funktionen auf dem Graphen können wieder mit
 der Formel~\eqref{buch:graphen:eqn:mutterwavelet} berechnet werden,
 man erhält
 \begin{equation}
-\tilde{D}_{1/a_i}g(I)
+\tilde{D}_{1/a_i}g(L)
 =
-g_i(I)
+g_i(L)
 =
 \chi
 \begin{pmatrix}
@@ -238,30 +238,30 @@ g(a_i\lambda_0)&0&\dots&0\\
 \end{pmatrix}
 \chi^t .
 \end{equation}
-Die Spalten von $g_i(I)$ bilden wieder eine Menge von Funktionen, die
+Die Spalten von $g_i(L)$ bilden wieder eine Menge von Funktionen, die
 eine gemäss $g_i$ lokalisiertes Spektrum haben.
 
 \subsubsection{Vater-Wavelet}
 Wegen $g(0)=0$ wird die konstante Funktion, die Eigenvektor zum Eigenwert
-$\lambda_0=0$ ist, von den Abbildungen $g_i(I)$ auf $0$ abgebildet.
+$\lambda_0=0$ ist, von den Abbildungen $g_i(L)$ auf $0$ abgebildet.
 Andererseits ist diese Funktion nicht lokalisiert, man möchte Sie also
 für die Analyse nicht unbedingt verwenden.
 Man wählt daher eine Funktion $h(\lambda)$ mit $h(0)=1$ so, dass
 für $\lambda\to \infty$ der Wert $h(\lambda)$ genügend rasch gegen $0$
 geht.
-Die Matrix $h(I)$ bildet daher den konstanten Vektor nicht auf $0$ ab,
+Die Matrix $h(L)$ bildet daher den konstanten Vektor nicht auf $0$ ab,
 sondern lokalisiert ihn im Ortsraum.
-Wir erhalten daher in den Spalten von $h(I)$ Vektoren, die um die
+Wir erhalten daher in den Spalten von $h(L)$ Vektoren, die um die
 einzelnen Knoten lokalisiert sind.
 
 \subsubsection{Rekonstruktion}
-Die Operatoren $h(I)$ und $g_i(I)$ erzeugen analysieren eine Funktion
+Die Operatoren $h(L)$ und $g_i(L)$ erzeugen analysieren eine Funktion
 nach den verschiedenen Frequenzen mit den Skalierungsfaktoren $a_i$,
 aber die Rekonstruktion ist noch nicht klar.
 Diese wäre einfacher, wenn die Operatoren zusammen die identische
 Abbildung ergäben, wenn also
 \[
-h(I) + \sum_{i}g_i(I)=I
+h(L) + \sum_{i}g_i(L)=I
 \]
 gelten würde.
 Nach der Spektraltheorie gilt das nur, wenn für alle Eigenwerte
@@ -301,14 +301,14 @@ B\|v\|^2
 Die Zahlen $A$  und $B$ heissen die {\em Frame-Konstanten} des Frames.
 \end{definition}
 
-Die oben gefundenen Vektoren, die Spalten Vektoren von $h(I)$ und $g_i(I)$
+Die oben gefundenen Vektoren, die Spalten Vektoren von $h(L)$ und $g_i(L)$
 bilden daher ein Frame.
 Die Frame-Konstanten kann man unmittelbar ausrechnen.
 Der mittlere Term von \eqref{buch:graphen:eqn:frame} ist 
 \[
-\|h(I) v\|^2
+\|h(L) v\|^2
 +
-\sum_{i} \|g_i(I)v\|^2,
+\sum_{i} \|g_i(L)v\|^2,
 \]
 die durch die Funktion
 \[
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/Makefile.inc b/buch/papers/punktgruppen/Makefile.inc
index 629abca..b6a76c1 100644
--- a/buch/papers/punktgruppen/Makefile.inc
+++ b/buch/papers/punktgruppen/Makefile.inc
@@ -6,5 +6,9 @@
 dependencies-punktgruppen =	\
 	papers/punktgruppen/packages.tex \
 	papers/punktgruppen/main.tex \
+	papers/punktgruppen/intro.tex \
+	papers/punktgruppen/symmetry.tex \
+	papers/punktgruppen/crystals.tex \
+	papers/punktgruppen/piezo.tex \
 	papers/punktgruppen/references.bib
 
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/crystals.tex b/buch/papers/punktgruppen/crystals.tex
new file mode 100644
index 0000000..6de2bca
--- /dev/null
+++ b/buch/papers/punktgruppen/crystals.tex
@@ -0,0 +1,16 @@
+\section{Kristalle}
+Unter dem Begriff Kristall sollte sich jeder ein Bild machen können. 
+Wir werden uns aber nicht auf sein Äusseres fokussieren, sondern was ihn im Inneren ausmacht.
+Die Innereien eines Kristalles sind glücklicherweise relativ einfach definiert.
+\begin{definition}[Kristall]
+    Ein Kristall besteht aus Atomen, welche sich in einem Muster arrangieren, welches sich in drei Dimensionen periodisch wiederholt.
+\end{definition}
+
+
+Ein Zweidimensionales Beispiel eines solchen Muster ist Abbildung \ref{fig:punktgruppen:lattce-grid}.
+Für die Überschaubarkeit haben wir ein simples Muster eines einzelnen XgrauenX Punktes gewählt in nur Zwei Dimensionen.
+Die eingezeichneten Vektoren a und b sind die kleinstmöglichen Schritte im Raum bis sich das Kristallgitter wiederholt.
+Dadurch können von einem einzelnen XGrauenX Gitterpunkt in \ref{fig:punktgruppen:lattce-grid} können mit einer ganzzahligen Linearkombination von a und b alle anderen Gitterpunkte des Kristalles erreicht werden.
+Ein Kristallgitter kann eindeutig mit a und b und deren winkeln beschrieben werden weswegen a und b auch Gitterparameter genannt werden.
+Im Dreidimensionalen-Raum können alle Gitterpunkte mit derselben Idee und einem zusätzlichen Vektor also FRMEL FÜR TRANSLATIONSVEKTOR  erreicht werden.
+Da sich das Ganze Kristallgitter wiederholt, wiederholen sich auch die Eigenschaften eines Gitterpunktes Periodisch mit eiem
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/intro.tex b/buch/papers/punktgruppen/intro.tex
new file mode 100644
index 0000000..10dea79
--- /dev/null
+++ b/buch/papers/punktgruppen/intro.tex
@@ -0,0 +1,10 @@
+\section{Einleitung}
+Es gibt viele möglichkeiten sich in Kristallen zu verlieren.
+Auch wen man nur die Mathematischen möglichkeiten in betracht zieht, hat man noch viel zu viele Möglichkeiten sich mit kristallen zu beschäftigen.
+In diesem Articel ist daher der Fokus "nur" auf die Symmetrie gelegt.
+Im Abschitt über Symmetrien werden wir sehen, wie eine Symmetrie eines Objektes weit 
+2.ter versuch:
+Die Kristallographie ist ein grosses Thema, Symmetrien auch. 
+Für beide bestehen schon bewährte Mathematische Modelle und Definitionen.
+Die
+
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/main.tex b/buch/papers/punktgruppen/main.tex
index 603f293..d88e221 100644
--- a/buch/papers/punktgruppen/main.tex
+++ b/buch/papers/punktgruppen/main.tex
@@ -8,33 +8,14 @@
 \begin{refsection}
 \chapterauthor{Tim T\"onz, Naoki Pross}
 
-%% TODO: remove
-%% Some ideas to motivate the topic:
-%%  - Physics in a crystal lattice structure
-%%    - Birifrencenge and scattering of light / Xray in Crystals
-%%    - Electron density function in a lattice
-%%    - Heat diffusion with lattice model
-%%    - Ising model for ferromagnetism (?? => H.D. Lang)
-%%
-%%  - Homomorphic encryption (or lattice based cryptography)
-%%    + Q: Is it possible to edit encrypted data without decrypting it first?
-
-%% TODO: translated and move into a file {{{
-
-\section{Motivation}
-% birifrengence
-
-\section{Math}
-% lattice group
-% symmetry
-% space group
-
-\section{Physics}
-\subsection{Electromagnetic Waves}
-\subsection{Crystal Lattice}
-
-
-%% }}}
+\input{papers/punktgruppen/intro}
+\input{papers/punktgruppen/symmetry}
+\input{papers/punktgruppen/crystals}
+\input{papers/punktgruppen/piezo}
+
+\nocite{punktgruppen:pinter-algebra}
+\nocite{punktgruppen:sands-crystal}
+\nocite{punktgruppen:lang-elt2}
 
 \printbibliography[heading=subbibliography]
 \end{refsection}
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/packages.tex b/buch/papers/punktgruppen/packages.tex
index 9953339..a6efdbf 100644
--- a/buch/papers/punktgruppen/packages.tex
+++ b/buch/papers/punktgruppen/packages.tex
@@ -4,4 +4,4 @@
 % (c) 2019 Prof Dr Andreas Müller, Hochschule Rapperswil
 %
 
-\usepackage{tikz-3dplot}
+\usepackage{dsfont}
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/piezo.tex b/buch/papers/punktgruppen/piezo.tex
new file mode 100644
index 0000000..7ee4174
--- /dev/null
+++ b/buch/papers/punktgruppen/piezo.tex
@@ -0,0 +1 @@
+\section{Piezoelektrizit\"at}
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/references.bib b/buch/papers/punktgruppen/references.bib
index aa7eb14..9edb8bd 100644
--- a/buch/papers/punktgruppen/references.bib
+++ b/buch/papers/punktgruppen/references.bib
@@ -4,32 +4,32 @@
 % (c) 2020 Autor, Hochschule Rapperswil
 %
 
-@online{punktgruppen:bibtex,
-	title = {BibTeX},
-	url = {https://de.wikipedia.org/wiki/BibTeX},
-	date = {2020-02-06},
-	year = {2020},
-	month = {2},
-	day = {6}
+@book{punktgruppen:pinter-algebra,
+	title = {A Book of Abstract Algebra},
+	author = {Charles C. Pinter},
+	publisher = {Dover Publications Inc.; 2. Edition},
+	year = {2010},
+	month = {1},
+	day = {10},
+	isbn = {978-0-486-47417-5},
+	inseries = {Dover Books on Mathematics},
 }
 
-@book{punktgruppen:numerical-analysis,
-	title = {Numerical Analysis},
-	author = {David Kincaid and Ward Cheney},
-	publisher = {American Mathematical Society},
-	year = {2002},
-	isbn = {978-8-8218-4788-6},
-	inseries = {Pure and applied undegraduate texts},
-	volume = {2}
+@book{punktgruppen:sands-crystal,
+	title = {Introduction to Crystallography},
+	author = {Donald E. Sands},
+	publisher = {Dover Publications Inc.},
+	year = {1993},
+	isbn = {978-0-486-67839-9},
+	inseries = {Dover Books on Science},
 }
 
-@article{punktgruppen:mendezmueller,
-        author = { Tabea Méndez and Andreas Müller },
-        title = { Noncommutative harmonic analysis and image registration },
-        journal = { Appl. Comput. Harmon. Anal.},
-        year = 2019,
-        volume = 47,
-        pages = {607--627},
-        url = {https://doi.org/10.1016/j.acha.2017.11.004}
+@book{punktgruppen:lang-elt2,
+	title = {Elektrotechnik 2},
+	author = {Hans-Dieter Lang},
+	publisher = {Fachhochschule Ostschweiz Rapperswil},
+	year = {2020},
+	month = {2},
+	inseries = {Vorlesungsskript zum Modul ELT},
 }
 
diff --git a/buch/papers/punktgruppen/symmetry.tex b/buch/papers/punktgruppen/symmetry.tex
new file mode 100644
index 0000000..db05ff5
--- /dev/null
+++ b/buch/papers/punktgruppen/symmetry.tex
@@ -0,0 +1,182 @@
+\section{Symmetrie}
+Das Wort Symmetrie ist sehr alt und hat sich seltsamerweise von seinem
+ursprünglichen griechischen Wort
+\(\mathrm{\sigma\nu\mu\mu\varepsilon\tau\rho\iota\alpha}\)
+\footnote{\emph{Simmetr\'ia}: ein gemeinsames Mass habend, gleichmässig,
+verhältnismässig} fast nicht verändert. In der Alltagssprache mag es ein
+locker definierter Begriff sein, aber in der Mathematik hat Symmetrie eine sehr
+präzise Bedeutung.
+\begin{definition}[Symmetrie]
+	Ein mathematisches Objekt wird als symmetrisch bezeichnet, wenn es unter einer
+	bestimmten Operation invariant ist.
+\end{definition}
+
+Wenn der Leser noch nicht mit der Gruppentheorie in Berührung gekommen ist, ist
+vielleicht nicht ganz klar, was eine Operation ist, aber die Definition sollte
+trotzdem Sinn machen. Die Formalisierung dieser Idee wird bald kommen, aber
+zunächst wollen wir eine Intuition aufbauen.
+
+\begin{figure}[h]
+	\centering
+	\begin{tikzpicture}[
+			node distance = 2cm,
+			shapetheme/.style = {
+				very thick, draw = black, fill = magenta!20!white,
+				minimum size = 2cm,
+			},
+			line/.style = {thick, draw = darkgray},
+			axis/.style = {line, dashed},
+			dot/.style = {
+				circle, draw = darkgray, fill = darkgray,
+				minimum size = 1mm, inner sep = 0, outer sep = 0,
+			},
+		]
+
+		\node[
+			shapetheme,
+			rectangle
+		] (R) {};
+		\node[dot] at (R) {};
+		\draw[axis] (R) ++(-1.5, 0) to ++(3, 0) node[right] {\(\sigma\)};
+
+		\node[
+			shapetheme,
+			regular polygon,
+			regular polygon sides = 5,
+			right = of R,
+		] (Ps) {};
+		\node[dot] (P) at (Ps) {};
+		\draw[line, dotted] (P) to ++(18:1.5);
+		\draw[line, dotted] (P) to ++(90:1.5);
+		\draw[line, ->] (P) ++(18:1.2) 
+			arc (18:90:1.2) node[midway, above right] {\(r, 72^\circ\)};
+
+		\node[
+			shapetheme,
+			circle, right = of P
+		] (Cs) {};
+		\node[dot] (C) at (Cs) {};
+		\draw[line, dotted] (C) to ++(1.5,0);
+		\draw[line, dotted] (C) to ++(60:1.5);
+		\draw[line, ->] (C) ++(1.2,0)
+			arc (0:60:1.2) node[midway, above right] {\(r, \alpha\)};
+
+	\end{tikzpicture}
+	\caption{
+		Beispiele für geometrisch symmetrische Formen.
+		\label{fig:punktgruppen:geometry-example}
+	}
+\end{figure}
+
+Die intuitivsten Beispiele kommen aus der Geometrie, daher werden wir mit
+einigen geometrischen Beispielen beginnen. Wie wir jedoch später sehen werden,
+ist das Konzept der Symmetrie eigentlich viel allgemeiner.  In Abbildung
+\ref{fig:punktgruppen:geometry-example} haben wir einige Formen, die
+offensichtlich symmetrisch sind.  Zum Beispiel hat ein Quadrat viele Achsen, um
+die es gedreht werden kann, ohne sein Aussehen zu verändern.  Regelmässige
+Polygone mit \(n\) Seiten sind gute Beispiele, um eine diskrete
+Rotationssymmetrie zu veranschaulichen, was bedeutet, dass eine Drehung um
+einen Punkt um einen bestimmten Winkel \(360^\circ/n\) sie unverändert lässt.
+Das letzte Beispiel auf der rechten Seite ist eine unendliche
+Rotationssymmetrie. Sie wird so genannt, weil es unendlich viele Werte für
+\(\alpha \in \mathbb{R}\) gibt, die die Form unverändert lassen.  Dies ist
+hoffentlich ausreichend, um die Bedeutung hinter der Notation zu verstehen, die
+nun eingeführt wird.
+
+\begin{definition}[Symmetriegruppe]
+	Sei \(g\) eine Operation, die ein mathematisches Objekt unverändert lässt.
+	Bei einer anderen Operation \(h\) definieren wir die Komposition \(h\circ g\)
+	als die Anwendung der Operationen nacheinander. Alle Operationen bilden unter
+	Komposition eine Gruppe, die Symmetriegruppe genannt wird.
+\end{definition}
+
+Mit dem oben Gesagten können wir das \(n\)-Gon Beispiel formalisieren. Wenn wir
+\(r\) eine Drehung von \(2\pi/n\) sein lassen, gibt es eine wohlbekannte Symmetriegruppe
+\[
+	C_n = \langle r \rangle
+		= \left\{\mathds{1}, r, r^2, \ldots, r^{n-1}\right\}
+		= \mathbb{Z}/n\mathbb{Z},
+\]
+die Zyklische Gruppe heisst. Hier die Potenzen von \(r\) sind als wiederholte
+Komposition gemeint, d.h. \(r^n = r\circ r \circ \cdots r\circ r\).  Die
+Schreibweise mit den spitzen Klammern wird als Erzeugendensystem bezeichnet.
+Das liegt daran, dass alle Elemente der Symmetriegruppe aus Kombinationen einer
+Teilmenge erzeugt werden, die als erzeugende Elemente bezeichnet werden.  Die
+Reflexionssymmetriegruppe ist nicht so interessant, da sie nur
+\(\left\{\mathds{1}, \sigma\right\}\) enthält. Kombiniert man sie jedoch mit
+der Rotation, erhält man die so genannte Diedergruppe
+\[
+	D_n = \langle r, \sigma : r^{n-1} = \sigma^2 = (\sigma r)^2 = \mathds{1} \rangle
+		= \left\{
+				\mathds{1}, r, \ldots, r^{n-1}, \sigma, \sigma r, \ldots, \sigma r^{n-1}
+		\right\}.
+\]
+Diesmal muss die Generator-Notation die Beziehungen zwischen den beiden
+Operationen beinhalten. Die ersten beiden sind leicht zu erkennen, für die
+letzte empfehlen wir, sie an einem 2D-Quadrat auszuprobieren.
+
+Wir haben nun unseren Operationen Symbole gegeben, mit denen es tatsächlich
+möglich ist, eine nicht kommutative Algebra zu erstellen. Die naheliegende
+Frage ist dann, könnte es sein, dass wir bereits etwas haben, das dasselbe tut?
+Natürlich, ja. Dafür führen wir den Begriff der Darstellung ein.
+\begin{definition}[Darstellung einer Gruppe, Gruppenhomomorphismus]
+	Seien \(G\) und \(H\) Gruppe mit unterschiedlicher Operation \(\diamond\)
+	bzw.  \(\star\). Ein Homomorphismus\footnote{ Für eine ausführlichere
+	Diskussion siehe \S\ref{buch:grundlagen:subsection:gruppen} im Buch.} ist
+	eine Funktion \(f: G \to H\), so dass für jedes \(a, b \in G\) gilt
+	\(f(a\diamond b) = f(a) \star f(b)\).  Man sagt, dass der Homomorphismus
+	\(f\) \(G\) in \(H\) transformiert, oder dass \(H\) eine Darstellung von
+	\(G\) ist.
+\end{definition}
+\begin{beispiel}
+	Die Elemente \(r^k \in C_n\), wobei \(0 < k < n\), stellen abstrakt eine
+	Drehung von \(2\pi k/n\) um den Ursprung dar. Die mit der Matrix 
+	\[
+		\Phi(r^k) = \begin{pmatrix}
+			\cos(2\pi k/n) & -\sin(2\pi k/n) \\
+			\sin(2\pi k/n) &  \cos(2\pi k/n)
+		\end{pmatrix}
+	\]
+	definierte Funktion von \(C_n\) nach \(O(2)\) ist eine Darstellung von
+	\(C_n\). In diesem Fall ist die erste Gruppenoperation die Komposition und
+	die zweite die Matrixmultiplikation. Man kann überprüfen, dass \(\Phi(r^2
+	\circ r) = \Phi(r^2)\Phi(r)\).
+\end{beispiel}
+\begin{beispiel}
+	Die Rotationssymmetrie des Kreises \(C_\infty\), mit einem unendlichen
+	Kontinuum von Werten \(\alpha \in \mathbb{R}\), entspricht perfekt dem
+	komplexen Einheitskreis. Der Homomorphismus \(\phi: C_\infty \to \mathbb{C}\)
+	ist durch die Eulersche Formel \(\phi(r) = e^{i\alpha}\) gegeben.
+\end{beispiel}
+
+Die Symmetrien, die wir bis jetzt besprochen haben, haben immer mindestens
+einen Punkt unbesetzt gelassen. Im Fall der Rotation war es der Drehpunkt, bei
+der Spiegelung die Achse. Dies ist jedoch keine Voraussetzung für eine
+Symmetrie, da es Symmetrien gibt, die jeden Punkt zu einem anderen Punkt
+verschieben können. Ein aufmerksamer Leser wird bemerken, dass die
+unveränderten Punkte zum Eigenraum\footnote{Zur Erinnerung \(E_\lambda =
+\mathrm{null}(\Phi - \lambda I)\), \(\vec{v}\in E_\lambda \implies \Phi \vec{v}
+= \lambda\vec{v}\)} der Matrixdarstellung der Symmetrieoperation gehören.
+Diesen Spezialfall, bei dem mindestens ein Punkt unverändert bleibt, nennt man
+Punktsymmetrie.
+\begin{definition}[Punktgruppe]
+	Wenn jede Operation in einer Symmetriegruppe die Eigenschaft hat, mindestens
+	einen Punkt unverändert zu lassen, sagt man, dass die Symmetriegruppe eine
+	Punktgruppe ist.
+\end{definition}
+Um das Konzept zu illustrieren, werden wir den umgekehrten Fall diskutieren:
+eine Symmetrie, die keine Punktsymmetrie ist, die aber in der Physik sehr
+nützlich ist, nämlich die Translationssymmetrie.  Von einem mathematischen
+Objekt \(U\) wird gesagt, dass es eine Translationssymmetrie \(Q(x) = x + a\)
+hat, wenn es die Gleichung 
+\[
+	U(x) = U(Q(x)) = U(x + a),
+\]
+für ein gewisses \(a\), erfüllt. Zum Beispiel besagt das erste Newtonsche
+Gesetz, dass ein Objekt, auf das keine Kraft einwirkt, eine
+zeitranslationsinvariante Geschwindigkeit hat, d.h. wenn \(\vec{F} = \vec{0}\)
+dann \(\vec{v}(t) = \vec{v}(t + \tau)\).
+
+% \subsection{Sch\"onflies notation} 
+
+% vim:ts=2 sw=2 spell spelllang=de:
diff --git a/buch/papers/spannung/Einleitung.tex b/buch/papers/spannung/Einleitung.tex
index 37c2ec2..cf6e916 100644
--- a/buch/papers/spannung/Einleitung.tex
+++ b/buch/papers/spannung/Einleitung.tex
@@ -1,35 +1,63 @@
 \section{Einleitung\label{spannung:section:Einleitung}}
-In diesem Kapitel geht es darum die Matrix im dreidimensionalen Spannungszustand genauer zu untersuchen.
-In der Geotechnik wendet man solche Matrizen an, um Spannungen im Boden zu berechnen.
-Mit diesen Grundlagen dimensioniert man beispielsweise Böschungen, Fundationen, Dämme und Tunnels.
-Ebenfalls benötigt man diese Matrix, um aus Versuchen Kennzahlen über den anstehenden Boden zu gewinnen.
-Besonderes Augenmerk liegt dabei auf dem Oedometer - Versuch.
+In diesem Kapitel geht es darum das Hook'sche Gesetz im Dreidimensionalen zu beschreiben.
+Dieses beschreibt die Beziehung von Spannung und Dehnung von linear elastischen Materialien im Eindimensionalen.
+Durch variable Krafteinwirkungen entstehen in jedem Punkt des Materials eine Vielzahl an unterschiedlichen Spannungen.
+Jeder erdenkliche Punkt im Dreidimensionalen beschreibt daher einen entsprechenden individuellen Spannungszustand.
+Um das Hook'sche Gesetz für den 3D Spannungszustand formulieren zu können, reichen Skalare nicht aus.
+Darum werden Vektoren, Matrizen und Tensoren zur Hilfe gezogen.
+Diese allgemeine Spannungsformel ist Grundlage für Computerprogramme und geotechnische Versuche, wie der Oedometer-Versuch.
 
-Bei dieser Untersuchung der zugehörigen Berechnungen hat man es mit Vektoren, Matrizen und Tensoren zu tun.
 Um die mathematische Untersuchung vorzunehmen, beschäftigt man sich zuerst mit den spezifischen Gegebenheiten und Voraussetzungen.
 Ebenfalls gilt es ein paar wichtige Begriffe und deren mathematischen Zeichen einzuführen,
 damit sich den Berechnungen schlüssig folgen lässt.
 
-In diesem Kapitel hat man es insbesondere mit Spannungen und Dehnungen zu tun.
-Mit einer Spannung ist hier jedoch keine elektrische Spannung gemeint,
-sondern eine Kraft geteilt durch Fläche.
+\section{Spannungsausbreitung\label{spannung:section:Spannungsausbreitung}}
+\rhead{Spannungsausbreitung}
+Die Geotechnik ist eine Ingenieurdisziplin, bei welcher man Erdbau und den Erdbau tangierende Bauwerke dimensioniert.
+Sie beinhaltet aber auch die statische Beurteilung von Boden und Fels.
 
-\section{Einführung wichtige Begriffe\label{spannung:section:Wichtige Begriffe}}
+Belastet man den Boden mit einer Spannung
 \[
-l_0
+\sigma
 =
-\text{Ausgangslänge [\si{\meter}]}
+\frac{F}{A}
 \]
+, so wird diese in den Boden geleitet und von diesem kompensiert.
+Im Boden entstehen unterschiedlich hohe Zusatzspannung.
+Die Zusatzspannung scheint sich räumlich und berechenbar im Boden auszubreiten.
+Im Falle einer konstanten Flächenlast $\sigma$ (siehe Abbildung 1.1) breitet sich die Zusatzspannung zwiebelartig aus.
+Mit der Tiefe $t$ nimmt diese permanent ab (siehe Abbildung 1.2).
+Wie diese Geometrie der Ausbreitung ist wird durch viele Modelle und Ansätze näherungsweise beschrieben.
+Diese Zusatzspannung $\sigma$ ist aber sicher abhängig von $(x,y,t)$.
+
+\begin{figure}
+	\centering
+	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild4.png}
+	\caption{Ausbreitung der Zusatzspannung im Boden}
+	\label{fig:Bild4}
+\end{figure}
+
+\begin{figure}
+	\centering
+	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild5.png}
+	\caption{Funktionen Spannung und Dehnung}
+	\label{fig:Bild5}
+\end{figure}
+
+Bei jeder dieser Zusatzspannung geht eine entsprechende Zusatzdehnung einher, welche eine Setzung bedeutet.
+Im einfachsten Fall kann modellhaft mit
 \[
-\Delta l
+\varepsilon
 =
-\text{Längenänderung nach Kraftauftrag [\si{\meter}]}
+\frac{\sigma}{E}
 \]
+die Setzung an einem Punkt an der Bodenoberfläche mit
 \[
-\Delta b
+s
 =
-\text{Längenänderung in Querrichtung nach Kraftauftrag [\si{\meter}]}
+\int_{0}^{\infty}\varepsilon\enspace dt
 \]
+berechnet werden mit:
 \[
 \varepsilon
 =
@@ -43,22 +71,7 @@ l_0
 \[
 E
 =
-\text{Elastizitätsmodul [\si{\kilo\pascal}]}
-\]
-\[
-\nu
-=
-\text{Querdehnungszahl; Poissonzahl [$-$]}
-\]
-\[
-F
-=
-\text{Kraft [\si{\kilo\newton}]}
-\]
-\[
-A
-=
-\text{Fläche [\si{\meter\squared}]}
+\text{Elastizitätsmodul; Young-Modul [\si{\kilo\pascal}]}
 \]
 \[
 t
@@ -71,48 +84,17 @@ s
 \text{Setzung, Absenkung [m]}
 \]
 
-Beziehungen
-\[
-\varepsilon
-=
-\frac{\Delta l}{l_0}
-\]
-\[
-\varepsilon_q
-=
-\frac{\Delta b}{l_0}
-=
-\varepsilon\cdot\nu
-\]
-\[
-\sigma
-=
-\frac{N}{A}
-\]
-\[
-F
-=
-\int_{A} \sigma dA
-\]
-\[
-\varepsilon^{\prime}
-=
-\frac{1}{l_0}
-\]
+In der praktischen Geotechnik wird man allerdings weitaus schwierigere Situationen antreffen.
+Ein Beispiel wäre eine Baugrube mit einem Baugrubenabschluss, wo ein Teil des Bodens abgetragen ist (siehe Abbildung 1.3).
+Die Ausbreitung der Zusatzspannung $\sigma(x,y,t)$ würde hier deutlich komplizierter ausfallen.
+Dies bedeutet auch eine komplexere Setzung der Bodenoberfläche infolge einer Flächenlast $\sigma$.
+Aus allen zusätzlichen Spannungen müssen die adäquaten Dehnung mit Hilfe einer Spannungsgleichung berechnet werden.
+Diese beruht auf Annahmen nach Hooke auf einem linear elastischen Boden.
+Generell wird im Ingenieurwesen versucht Phänomene möglichst nach dem Hook'schen Gesetz abbilden zu können.
 
-\section{Einführung wichtige Begriffe\label{spannung:section:Tensoren}}
-Tensoren wurden als erstes in der Elastizitätstheorie eingesetzt. (Quelle Herr Müller)
-In der Elastizitätstheorie geht es darum viele verschiedene Komponenten zu beschreiben.
-Mit einer Matrix oder einem Vektor kann man dies nicht mehr bewerkstelligen.
-Wenn man den dreidimensionalen Spannungszustand abbilden möchte, müsste man mehrere Vektoren haben.
-Deshalb wurden 1840 von Rowan Hamilton Tensoren in die Mathematik eingeführt.
-Woldemar Voigt hat den Begriff in die moderne Bedeutung von Skalar, Matrix und Vektor verallgemeinert.
-Albert Einstein hat Tensoren zudem in der allgemeinen Relativitätstheorie benutzt.
-Tensor sind eine Stufe höher als Matrizen. Matrizen sind 2. Stufe.
-Da Tensoren eine Stufe höher sind, kann man auch Matrizen, Vektoren und Skalare als Tensoren bezeichnen.
-Der Nachteil von den Tensoren ist, dass man die gewohnten Rechenregeln, die man bei Vektoren oder Matrizen kennt,
-nicht darauf anwenden kann. Man ist deshalb bestrebt die Tensoren als Vektoren und Matrizen darzustellen,
-damit man die gewohnten Rechenregeln darauf anwenden kann. (Quelle Wikipedia)
-In der vorliegenden Arbeit sind bereits alle Tensoren als Matrizen 2. Stufe abgebildet.
-Trotzdem kann man diese Matrizen wie vorher beschrieben als Tensor bezeichnen.
-Da diese als Matrizen abgebildet sind, dürfen wir die bekannten Rechenregeln auf unsere Tensoren anwenden.
\ No newline at end of file
+\begin{figure}
+	\centering
+	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild3.png}
+	\caption{Beispiel Lastauftrag auf Boden}
+	\label{fig:Bild3}
+\end{figure}
\ No newline at end of file
diff --git a/buch/papers/spannung/Grafiken/Bild1.png b/buch/papers/spannung/Grafiken/Bild1.png
new file mode 100644
index 0000000..32b627e
--- /dev/null
+++ b/buch/papers/spannung/Grafiken/Bild1.png
diff --git a/buch/papers/spannung/Grafiken/Bild2.png b/buch/papers/spannung/Grafiken/Bild2.png
new file mode 100644
index 0000000..d1321a4
--- /dev/null
+++ b/buch/papers/spannung/Grafiken/Bild2.png
diff --git a/buch/papers/spannung/Grafiken/infinitesimalerWuerfel.png b/buch/papers/spannung/Grafiken/infinitesimalerWuerfel.png
index 398529c..2c359e6 100644
--- a/buch/papers/spannung/Grafiken/infinitesimalerWuerfel.png
+++ b/buch/papers/spannung/Grafiken/infinitesimalerWuerfel.png
diff --git a/buch/papers/spannung/teil0.tex b/buch/papers/spannung/teil0.tex
index 2f4d23b..be837ac 100644
--- a/buch/papers/spannung/teil0.tex
+++ b/buch/papers/spannung/teil0.tex
@@ -1,56 +1,84 @@
-\section{Spannungsausbreitung\label{spannung:section:Spannungsausbreitung}}
-\rhead{Spannungsausbreitung}
-Anhand untenstehendem Bild kann ein einfaches Beispiel betrachtet werden.
-Es gibt eine Flächenlast (Kraft), diese wird auf den Boden abgetragen.
-Diese Last muss dann vom Boden aufgenommen werden.
-Im Boden entsteht nebst der Eigenspannung eine weitere Spannung durch diese Last (Zusatzspannung).
-Diese Zusatzspannung $\sigma$ ist abhängig von $(x,y,t)$.
-Je nach dem, wo man sich im Boden befindet variert die Spannung.
-Mit der Tiefe wird die Zusatzspannung geringer.
-Die Ausbreitung der Zusatzspannung im Boden hat die Form einer Zwiebel.
-Durch Untersuchung der Spannung an verschiedenen Punkten im Boden, kann man eine Funktion abtragen.
-Dasselbe macht man auch mit der Dehnung. Es zeigt sich, dass die Form der beiden Funktionen gleich ist.
-Dies erklärt sich dadurch, dass die Spannung und die Dehnung proportional zueinander sind.
-\begin{figure}
-	\centering
-	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild4.png}
-	\caption{Ausbreitung der Spannung im Boden}
-	\label{fig:Bild4}
-\end{figure}
+\section{Einachsiger Spannungszustand\label{spannung:section:Einachsiger Spannungsustand}}
+\rhead{Einachsiger Spannungszustand}
+Ein Spannungszustand beschreibt alle Spannungen, welche in einem beliebigen Punkt im Körper wirken (siehe Abbildung 1.4).
+Änderungen der äusseren Kräfte verändern die inneren Spannungszustände im Material.
+Um alle Spannungen eines Punktes darstellen zu können, wird ein infinitesimales Bodenelement in Form eines Würfels modellhaft vorgestellt.
+Man spricht auch von einem Elementarwürfel, da dieser elementar klein ist.
 
 \begin{figure}
 	\centering
-	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild5.png}
-	\caption{Funktionen Spannung und Dehnung}
-	\label{fig:Bild5}
+	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild2.png}
+	\caption{Infinitesimales Bodenelement mit den 9 Spannungen}
+	\label{fig:infintesimaler-wurfel}
 \end{figure}
 
-Anhand eines etwas schwierigeren Beispiels sieht man,
-dass die Spannungsausbreitung nicht immer ganz einfach ist.
-Man hat hier eine Baugrube mit einem Baugrubenabschluss, wo ein Teil des Bodens abgetragen wurde.
-Was aber immer noch gilt ist, dass die Spannung $\sigma$ von drei Variablen abhängig ist $(x,y,t)$.
-Ansätze um die Spannungsausbreitung zu berechnen gibt es je nach Bodentyp verschiedene.
+Es werden jeweils drei Seiten dieses Würfels betrachtet, wobei die drei gegenüberliegenden Seiten die selben Spannungen aufweisen.
+Das infinitesimale Bodenteilchen hat die Koordinaten $1$, $2$, $3$ muss sich zwingend im Gleichgewicht befinden.
+So sind insgesamt 9 verschiedene Spannungen möglich, wobei 3 Normal- und 6 Schubspannungen sind.
+Normalspannung wirken normal (mit rechtem Winkel) zur angreifenden Fläche und Schubspannungen parallel zur angreifenden Fläche.
+Alle Beträge dieser 9 Spannungen am Elementarwürfel bilden den Spannungszustand.
+Daraus können die äquivalenten Dehnungen $\varepsilon$ mit Hilfe des Hook'schen Gesetz berechnet werden.
 
 \begin{figure}
 	\centering
-	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild3.png}
-	\caption{Beispiel Lastauftrag auf Boden}
-	\label{fig:Bild3}
+	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/Bild1.png}
+	\caption{1D Spannungszustand aus einer quaderförmigen Bodenprobe}
+	\label{fig:infintesimaler-wurfel}
 \end{figure}
 
-Die Spannungsausbreitung ist uns jedoch gegeben, es geht nicht darum, dies genauer zu untersuchen.
-Durch die Spannungsausbreitung und das Elastizitätsmodul kann man eine Dehnung berechnen.
-Anhand dieser Dehnung kann man mit einem Integral wiederum die Setzung berechnen.
+Im einachsigen Spannungszustand herrscht nur die Normalspannung $\sigma_{11}$ (siehe Abbildung).
+Das Hook'sche Gesetz beschreibt genau diesen 1D Spannungszustand.
+Nach Hooke gilt:
+\[
+F
+\sim
+\Delta l
+\]
+.
+Teilt man beide Seiten mit den Konstanten $A$ und $l_0$ erhält man
+\[
+\frac{F}{A}
+=
+\sigma
+\sim
+\]
 \[
 \varepsilon
 =
-\frac{\sigma}{E}
+\frac{\Delta l}{l_0}
+\]
+und somit
+\[
+\sigma
+\sim
+\varepsilon
+\]
+.
+Mit:
+\[
+l_0
+=
+\text{Länge zu Beginn [\si{\meter}]}
+\]
+\[
+A
+=
+\text{Fläche [\si{\meter\squared}]}
+\]
+
+Diese Beziehung gilt bei linear elastischen Materialien, welche reversibel sind und nicht dauerhaft verformt werden.
+Es ist praktisch die relative Dehnung $\varepsilon$ anzugeben und nicht eine absolute Längenänderung $\Delta l$.
+Mithilfe vom Elastizitätsmodul $E$ als Proportionalitätskonstante lässt sich der eindimensionale Fall mit
+\[
+\sigma
+=
+E\cdot\varepsilon
 \]
+beschreiben.
+Im Falle, dass der E-Modul nicht konstant ist, kann dieser näherungsweise mit
 \[
-s
+E
 =
-\int_{0}^{\infty}\varepsilon\enspace dt
+\frac{\Delta\sigma}{\Delta\varepsilon}
 \]
-Die Setzung zu bestimmen ist in der Geotechnik sehr wichtig.
-Besonders ungleichmässige Setzungen können bei Bauwerken Probleme ergeben.
-Es gilt also die Bauwerke so zu dimensionieren, dass es verträgliche Setzungen gibt.
\ No newline at end of file
+ausgedrückt werden.
\ No newline at end of file
diff --git a/buch/papers/spannung/teil1.tex b/buch/papers/spannung/teil1.tex
index 9467d21..3b40ee9 100644
--- a/buch/papers/spannung/teil1.tex
+++ b/buch/papers/spannung/teil1.tex
@@ -1,41 +1,17 @@
-\section{Proportionalität Spannung-Dehnung\label{spannung:section:Proportionalität Spannung-Dehnung}}
-\rhead{Proportionalität Spannung-Dehnung}
-Das Hook'sche Gesetz beschreibt die elastische Längenänderung von Festkörpern im Zusammenhang mit einer Krafteinwirkung.
-Die Längenänderung $\Delta l$ ist proportional zur Krafteinwirkung $F$.
-\[
-F
-\sim
-\Delta l
-\]
-Man kann dies nur im Bereich vom linearen-elastischen Materialverhalten anwenden.
-Das heisst, dass alle Verformungen reversibel sind, sobald man die Kraft wegnimmt.
-Es findet somit keine dauernde Verformung statt.
-Da es sehr praktisch ist die Längenänderung nicht absolut auszudrücken haben wir $\varepsilon$.
-Die Dehnung $\varepsilon$ beschreibt die relative Längenänderung.
-Die Dehnung $\varepsilon$ ist wiederum proportional zu der aufgebrachten Spannung.
-Im Bauingenieurwesen hat man es oft mit grösseren Teilen oder grösseren Betrachtungsräumen zu tun.
-Da ist es nun natürlich sehr sinnvoll, wenn wir nicht mit absoluten Zahlen rechnen,
-sondern unabhängig von der Länge den Zustand mit Dehnung $\varepsilon$ beschreiben können.
-Mithilfe vom E-Modul, (steht für Elastizitätsmodul) einer Proportionalitätskonstante,
-kann man das in eine Gleichung bringen, wie man hier sieht. Das E-Modul beschreibt,
-das Verhältnis von Kraftaufnahme eines Werkstoffes und dessen zusammenhängender Längenveränderung.
-(Quelle Wikipedia)
-\[
-\sigma
-=
-E\cdot\varepsilon
-\]
-\[
-E
-=
-\frac{\Delta\sigma}{\Delta\varepsilon}
-=
-const.
-\]
-
-Aus diesem Verhältnis kann man das E-Modul berechnen.
-Je nach Material ist dies verschieden.
-Das E-Modul lässt sich nur im linearen-elastischen Materialverhalten anwenden.
-Für Bodenmaterial gibt es ein spezielles E-Modul. Dieses wird mit dem Oedometer-Versuch ermittelt.
-Es wird mit $E_{OED}$ ausgedrückt. Dieser Versuch wird später noch beschrieben.
-Der Oedometer-Versuch ist abhängig von den diesem Kapitel zu untersuchenden Matrizen.
\ No newline at end of file
+\section{Skalare, Vektoren, Matrizen und Tensoren\label{spannung:section:Skalare,_Vektoren,_Matrizen_und_Tensoren}}
+\rhead{Skalare, Vektoren, Matrizen und Tensoren}
+Tensoren wurden als erstes in der Elastizitätstheorie eingesetzt. (Quelle Herr Müller)
+In der Elastizitätstheorie geht es darum viele verschiedene Komponenten zu beschreiben.
+Mit einer Matrix oder einem Vektor kann man dies nicht mehr bewerkstelligen.
+Wenn man den dreidimensionalen Spannungszustand abbilden möchte, müsste man mehrere Vektoren haben.
+Deshalb wurden 1840 von Rowan Hamilton Tensoren in die Mathematik eingeführt.
+Woldemar Voigt hat den Begriff in die moderne Bedeutung von Skalar, Matrix und Vektor verallgemeinert.
+Albert Einstein hat Tensoren zudem in der allgemeinen Relativitätstheorie benutzt.
+Tensor sind eine Stufe höher als Matrizen. Matrizen sind 2. Stufe.
+Da Tensoren eine Stufe höher sind, kann man auch Matrizen, Vektoren und Skalare als Tensoren bezeichnen.
+Der Nachteil von den Tensoren ist, dass man die gewohnten Rechenregeln, die man bei Vektoren oder Matrizen kennt,
+nicht darauf anwenden kann. Man ist deshalb bestrebt die Tensoren als Vektoren und Matrizen darzustellen,
+damit man die gewohnten Rechenregeln darauf anwenden kann. (Quelle Wikipedia)
+In der vorliegenden Arbeit sind bereits alle Tensoren als Matrizen 2. Stufe abgebildet.
+Trotzdem kann man diese Matrizen wie vorher beschrieben als Tensor bezeichnen.
+Da diese als Matrizen abgebildet sind, dürfen wir die bekannten Rechenregeln auf unsere Tensoren anwenden.
\ No newline at end of file
diff --git a/buch/papers/spannung/teil2.tex b/buch/papers/spannung/teil2.tex
index 7dcf65f..8be0bdc 100644
--- a/buch/papers/spannung/teil2.tex
+++ b/buch/papers/spannung/teil2.tex
@@ -1,9 +1,47 @@
 \section{Dreiachsiger Spannungszustand\label{spannung:section:Dreiachsiger_Spannungszustand}}
-\rhead{Proportionalität Spannung-Dehnung}
-Wie im Kapitel Spannungsausbreitung beschrieben herrscht in jedem Punkt ein anderer Spannungszustand.
-Um die Spannung im Boden genauer untersuchen zu können, führt man einen infinitesimales Bodenteilchen ein.
-Das Bodenteilchen ist geometrisch gesehen ein Würfel.
-An diesem Bodenteilchen trägt man die Spannungen ein in alle Richtungen.
+\rhead{Dreiachsiger Spannungszustand}
+Durch komplexe Spannungsausbreitungen im Boden entstehen im 3D Spannungszustand unterschiedliche Normal- und Schubspannungen.
+Ein Tensor 0.Stufe, sprich ein Skalar, kann lediglich den 1D Spannungszustand beschreiben.
+Um den 3D Spannungszustandes als ein mathematisches Objekt darstellen zu können, wird ein Tensor 2.Stufe, sprich eine Matrix, eingesetzt.
+Die Spannungen sind durch die zwei Indizes
+\[
+i, j\in\left\{1, 2, 3\right\}
+\]
+
+definiert.
+Daher ergeben sich die 9 Spannungen.
+Dieser Spannungstensor kann schliesslich mit $3^2$ Einträgen als 3x3 Matrix mit
+\[
+\overline{\sigma}
+=
+\sigma_{ij}
+=
+\begin{pmatrix}
+	\sigma_{11} & \sigma_{12} & \sigma_{13} \\ 
+	\sigma_{21} & \sigma_{22} & \sigma_{23} \\
+	\sigma_{31} & \sigma_{32} & \sigma_{33}
+\end{pmatrix}
+\]
+dargestellt werden und beschreibt somit den gesamten Spannungszustand.
+Die Dehnungen wirken adäquat zu den Spannungen und sind durch die zwei Indizes
+\[
+k, l\in\left\{1, 2, 3\right\}
+\]
+
+definiert.
+Der Dehnungstensor ist ebenfalls ein Tensor 2.Stufe und kann somit auch als $3\times3$ Matrix mit
+\[
+\overline{\varepsilon}
+=
+\varepsilon_{kl}
+=
+\begin{pmatrix}
+	\varepsilon_{11} & \varepsilon_{12} & \varepsilon_{13} \\ 
+	\varepsilon_{21} & \varepsilon_{22} & \varepsilon_{23} \\
+	\varepsilon_{31} & \varepsilon_{32} & \varepsilon_{33}
+\end{pmatrix}
+\]
+dargestellt werden und beschreibt den gesamten Dehnungszustand.
 
 \begin{figure}
 	\centering
@@ -12,23 +50,10 @@ An diesem Bodenteilchen trägt man die Spannungen ein in alle Richtungen.
 	\label{fig:infintesimaler-wurfel}
 \end{figure}
 
-An diesem infinitesimalen Bodenteilchen hat man ein räumliches Koordinatensystem, die Achsen $(1,2,3)$.
-Die Achsen vom Koordinatensystem zeigen aus den 3 ersichtlichen Flächen heraus.
-Pro ersichtliche Fläche haben wir eine Normalspannung und zwei Schubspannungen.
-Im Gegensatz zum eindimensionalen Zustand entstehen bei einer Belastung des Bodenteilchens eine Vielzahl an Spannungen.
-Es entstehen diverse Normal- und Schubspannungen.
-Die Schubspannungen befinden sich an der Fläche, sie gehen rechtwinklig von den Achsen weg.
-Die Schubspannungen auf einer Fläche stehen im 90 Grad Winkel zueinander.
-Geschrieben werden diese mit $\sigma$, mit jeweils zwei Indizes.
-Die Indizes geben uns an, in welche Richtung die Spannungen zeigen.
-Der erste Index ist die Fläche auf welcher man sich befindet.
-Der zweite Index gibt an, in welche Richtung die Spannung zeigt, dabei referenzieren die Indizes auch auf die Achsen $(1,2,3)$.
-Bei den Spannungen sind immer positive als auch negative Spannungen möglich.
-Es können also Druck- oder Zugspannungen sein.
+Der Spannungs- und Dehnungstensor 2.Stufe kann je in einen Tensor 1. Stufe überführt werden, welches ein Spaltenvektor ist.
+Gemäss der Hadamard-Algebra dürfen Zeile um Zeile in eine Spalte notiert werden, sodass es einen Spaltenvektor ergibt.
+So ergibt sich der Spannungsvektor
 
-Zunächst wird untenstehend der allgemeine Spannungszustand betrachtet.
-
-Spannungstensor 2. Stufe i,j $\in$ {1,2,3}
 \[
 \overline{\sigma}
 =
@@ -39,7 +64,6 @@ Spannungstensor 2. Stufe i,j $\in$ {1,2,3}
 	\sigma_{21} & \sigma_{22} & \sigma_{23} \\
 	\sigma_{31} & \sigma_{32} & \sigma_{33}
 \end{pmatrix}
-=
 \qquad
 \Rightarrow
 \qquad
@@ -57,9 +81,7 @@ Spannungstensor 2. Stufe i,j $\in$ {1,2,3}
 	\sigma_{33}
 \end{pmatrix}
 \]
-
-Dehnungstensor 2. Stufe k,l $\in$ {1,2,3}
-
+und Dehnungsvektor
 \[
 \overline{\varepsilon}
 =
@@ -70,7 +92,6 @@ Dehnungstensor 2. Stufe k,l $\in$ {1,2,3}
 	\varepsilon_{21} & \varepsilon_{22} & \varepsilon_{23} \\
 	\varepsilon_{31} & \varepsilon_{32} & \varepsilon_{33}
 \end{pmatrix}
-=
 \qquad
 \Rightarrow
 \qquad
@@ -87,13 +108,22 @@ Dehnungstensor 2. Stufe k,l $\in$ {1,2,3}
 	\varepsilon_{32} \\
 	\varepsilon_{33}
 \end{pmatrix}
-\]
+\].
 
-Bei diesen zwei obenstehenden Formeln kann man sehen wie Matrizen zu einem Vektor umgewandelt wurden.
-Unter dem Kapitel Hadamard-Algebra kann man sehen, dass man dabei Zeile um Zeile in eine Spalte schreiben kann,
-sodass es einen Vektor ergibt.
+Um die Beziehung von Spannung und Dehnung, welche mit Tensoren 2.Stufen ausgedrückt werden, zu beschreiben, wird ein Elastizitätstensor 4.Stufe benötigt.
+Dieser ist im 1D Spannungszustand ein Tensor 0.Stufe und somit ein Skalar.
+Dieses Skalar ist das Elastizitätsmodul $E$.
 
-Elastizitätstensor 4. Stufe i,j,k,l $\in$ {1,2,3}
+Dieser Elastizitätstensor 4.Stufe kann als Tensor 2.Stufe, sprich als Matrix, dargestellt werden.
+So wird die Spannungsgleichung stark vereinfacht, da nun ein Vektor mit einer Matrix operiert.
+Dieser Tensor muss für eine Spannung jeden Einfluss aus allen 9 Dehnungen mit Konstanten erfassen.
+Dies bedeutet um eine von 9 Spannungen berechnen zu können müssen alle 9 Dehnung mit unterschiedlichen Faktoren summiert werden.
+Es ergeben sich $9^2$ Einträge, welches mit den 4 Indizes
+\[
+i, j, k, l\in\left\{1, 2, 3\right\}
+\]
+, die zueinander verknüpft werden müssen, zu begründen ist.
+Es ergeben sich $3^4$ Einträge, sprich eine $9\times9$ Matrix, welche allgemein mit
 \[
 \overline{\overline{C}}
 =
@@ -104,32 +134,51 @@ C_{1111} & C_{1112} & C_{1113} & C_{1121} & C_{1122} & C_{1123} & C_{1131} & C_{
 C_{1211} & C_{1212} & C_{1213} & C_{1221} & C_{1222} & C_{1223} & C_{1231} & C_{1232} & C_{1233} \\
 C_{1311} & C_{1312} & C_{1313} & C_{1321} & C_{1322} & C_{1323} & C_{1331} & C_{1332} & C_{1333} \\
 C_{2111} & C_{2112} & C_{2113} & C_{2121} & C_{2122} & C_{2123} & C_{2131} & C_{2132} & C_{2133} \\
-C_{2211} & C_{2212} & C_{1113} & C_{2221} & C_{2222} & C_{2223} & C_{2231} & C_{2232} & C_{2233} \\
+C_{2211} & C_{2212} & C_{2213} & C_{2221} & C_{2222} & C_{2223} & C_{2231} & C_{2232} & C_{2233} \\
 C_{2311} & C_{2312} & C_{2313} & C_{2321} & C_{2322} & C_{2323} & C_{2331} & C_{2332} & C_{2333} \\
 C_{3111} & C_{3112} & C_{3113} & C_{3121} & C_{3122} & C_{3123} & C_{3131} & C_{3132} & C_{3133} \\
 C_{3211} & C_{3212} & C_{3213} & C_{3221} & C_{3222} & C_{3223} & C_{3231} & C_{3232} & C_{3233} \\
 C_{3311} & C_{3312} & C_{3313} & C_{3321} & C_{3322} & C_{3323} & C_{3331} & C_{3332} & C_{3333}
 \end{pmatrix}
 \]
-
-Dieser Elastizitätstensor muss eine quadratische Matrix mit $3^{4}$ Einträgen ergeben,
-da die Basis mit den drei Richtungen $1, 2, 3$ und die Potenz mit den 4 Indizes mit je $1, 2, 3$ definiert sind.
-Dies gibt daher eine 9 x 9 Matrix, welche zudem symmetrisch ist.
-
+ausgedrückt wird.
+Dieser Elastizitätstensor muss für isotrope Materialien zwingend symmetrisch sein.
 Folglich gilt:
 \[
 \overline{\overline{C}}
 =
 \overline{\overline{C}}~^{T}
-\]
+\].
 
-Allgemeine Spannungsgleichung (mit Vektoren und Tensor)
+Die allgemeine Spannungsgleichung lautet nun:
 \[
 \vec\sigma
 =
 \overline{\overline{C}}\cdot\vec{\varepsilon}
-\]
+\].
 
+Die Konstanten $C$ werden nun nach dem Hook'schen Gesetz mit Hilfe des Elastizitätsmoduls $E$ definiert.
+Da dieser Modul durch die eindimensionale Betrachtung definiert ist muss eine weitere Kennzahl eingeführt werden.
+Dies ist die Querdehnungszahl $\nu$ (auch Poisson-Zahl), welche mit
+\[
+\nu
+=
+\frac{\varepsilon_q}{\varepsilon}
+=
+\frac{\Delta b}{b_0}
+\]
+und
+\[
+\varepsilon
+=
+\text{Längsdehnung [$-$]}
+\]
+\[
+\varepsilon_q
+=
+\text{Querdehnung [$-$]}
+\]
+definiert ist. Trägt man die Konstanten in die Matrix ein ergibt sich
 \[
 \begin{pmatrix}
 	\sigma_{11}\\
@@ -168,32 +217,61 @@ Allgemeine Spannungsgleichung (mit Vektoren und Tensor)
 \end{pmatrix}
 \]
 
-Man kann das zudem auch als Indexnotation aufschreiben.
-
+, welche ebenfalls als Indexnotation mit
 \[
 \sigma_{ij}
 =
-=
-\sum_k=1^3
-\sum_l=1^3
+\sum_{k=1}^3
+\sum_{l=1}^3
 C_{ijkl}\cdot\varepsilon_{kl}
 \]
-
-Um die Berechnung an einem Beispiel zu veranschaulichen:
+ausgedrückt werden können.
+Die Normalspannung $\sigma_{11}$ lässt sich exemplarisch mit
 
 \[
 \sigma_{22}
 =
 \frac{E\cdot\nu}{(1+\nu)(1-2\nu)}\cdot\varepsilon_{11}+\frac{E}{(1+\nu)}\cdot\varepsilon_{22}+\frac{E\cdot\nu}{(1+\nu)(1-2\nu)}\cdot\varepsilon_{33}
 \]
+berechnen.
 
-Anhand dem Tensor der allgemeinen Spannungsgleichung kann man zwar eine Symmetrie erkennen.
-Die verschiedenen Einträge wechseln sich aber mit einander ab und es gibt keine klaren Blöcke mit nur einem gleichen Eintrag.
-Man greift deshalb auf die Voigt'sche Notation zurück.
-
-
-Zur Notation wird die Voigt'sche Notation benutzt. Das sieht wie folgt aus:
+Man betrachte nun die Eigenschaften des Elastizitätstensors.
+Dieser ist quadratisch und symmetrisch, die verschiedenen Einträge wechseln sich aber miteinander ab.
+Es ergeben sich keine Blöcke mit einheitlichen Einträgen.
 
+Allerdings weiss man, dass im isotropen Boden der Spannungs-, Dehnungs- und daher auch Elastizitätstensor symmetrisch sind.
+Wäre dem nicht so, würde sich das Material je nach Richtung unterschiedlich elastisch verhalten.
+Diese Symmetrie setzt daher voraus, dass
+\[
+\sigma_{12}
+=
+\sigma_{21}
+,
+\sigma_{13}
+=
+\sigma_{31}
+,
+\sigma_{23}
+=
+\sigma_{32}
+\]
+und folglich auch
+\[
+\varepsilon_{12}
+=
+\varepsilon_{21}
+,
+\varepsilon_{13}
+=
+\varepsilon_{31}
+,
+\varepsilon_{23}
+=
+\varepsilon_{32}
+\]
+gilt.
+Diese Eigenschaft wird durch die Voigt'sche Notation ausgenutzt um die Gleichung vereinfachen zu können.
+Durch diese Symmetrie gilt
 \[
 \overline{\sigma}
 =
@@ -208,7 +286,9 @@ Zur Notation wird die Voigt'sche Notation benutzt. Das sieht wie folgt aus:
   	            & \sigma_{22} & \sigma_{23} \\
 	        sym &             & \sigma_{33} 
 \end{pmatrix}
+\qquad
 \Rightarrow
+\qquad
 \vec{\sigma}
 =
 \begin{pmatrix}
@@ -220,22 +300,7 @@ Zur Notation wird die Voigt'sche Notation benutzt. Das sieht wie folgt aus:
 	\sigma_{12}
 \end{pmatrix}
 \]
-
-In der Voigt'sche Notation hat man die Reihenfolge von der Ecke links oben, diagonal zur Ecke rechts unten.
-Danach ist noch $\sigma_{23}$, $\sigma_{13}$ und $\sigma_{12}$ aufzuschreiben um den Vektor zu erhalten.
-
-Eine weitere Besonderheit ist die Symmetrie der Matrix.
-So entspricht $\sigma_{23}$ dem Wert $\sigma_{32}$ und $\sigma_{13}$ dem Wert $\sigma_{31}$.
-Dies ist dadurch bedingt, dass die Kräfte in seitlicher Richtung im Boden die gleichen Werte annehmen.
-Man hat in dieser Berechnung ein isotropes Material.
-Im infinitesimalen Körper muss ein Gleichgewicht vorherrschen.
-Ist kein Gleichgewicht vorhanden, würde sich der Körper zu drehen beginnen.
-Es macht somit keinen Unterschied, ob man auf der Achse 2 in Richtung 3 geht,
-oder auf der Achse 3 in Richtung 2.
-
-Da die Spannung proportional zur Dehnung ist, kann man die ganze Voigt'sche Notation auch mit der Dehnung ausdrücken.
-Auch hier wandelt man das ganze gemäss der Reihenfolge in einen Vektor um.
-
+und entsprechend
 \[
 \overline{\varepsilon}
 =
@@ -247,7 +312,7 @@ Auch hier wandelt man das ganze gemäss der Reihenfolge in einen Vektor um.
 =
 \begin{pmatrix}
 	\varepsilon_{11} & \varepsilon_{12} & \varepsilon_{13} \\ 
-	                 & \varepsilon_{22} & \varepsilon_{23} \\
+	& \varepsilon_{22} & \varepsilon_{23} \\
 	\text{sym}       &                  & \varepsilon_{33}
 \end{pmatrix}
 \qquad
@@ -263,31 +328,17 @@ Auch hier wandelt man das ganze gemäss der Reihenfolge in einen Vektor um.
 	\varepsilon_{13} \\
 	\varepsilon_{12}
 \end{pmatrix}
-\]
+\].
 
-
-Mit der hergeleiteten Beziehung für die Spannungsgleichung anhand vom E-Modul,
-der allgemeinen linearen Spannungsgleichung kann man diese Beziehungen neu aufschreiben.
-Man benötigt dazu den zuvor berechneten Dehnungsvektor.
-Die Gleichung besagt:
-\[
-\text{Spannungsvektor}
-=
-\text{Elastizitätstensor}\cdot\text{Dehnungsvektor}
-\]
+Aus den Vereinfachungen der Voigt'schen Notation lassen sich die Spannungs- und Dehnungstensoren als Spaltenvektoren mit je 6 Einträgen darstellen.
+Der Elastizitätstensor kann entsprechend auf eine $6\times6$ Matrix reduziert werden.
+Es lässt sich nun eine reduzierte allgemeine Spannungsgleichung mit
 \[
 \vec{\sigma}
 =
 \overline{\overline{C}}\cdot\vec{\varepsilon}
 \]
-
-Die Vektoren haben je 6 Einträge. Um das ganze auszudrücken braucht es einen 6 x 6 Elastizitätstensor.
-Der Tensor hat sich also im Vergleich zum 9 x 9 Tensor verkleinert.
-Dies ist deshalb der Fall, da man in den Achsen 2 und 3 Symmetrien hat.
-Dadurch kann man die Einträge $(\varepsilon_{21}=\varepsilon_{12}; \varepsilon_{31}=\varepsilon_{13}; \varepsilon_{32}=\varepsilon_{23})$
-zusammenfassen und drei Einträge verschwinden, da drei Dehnungen gleich sind.
-Das ganze sieht dann wie folgt aus:
-
+beziehungsweise
 \[
 \begin{pmatrix}
 	\sigma_{11} \\
@@ -315,11 +366,10 @@ Das ganze sieht dann wie folgt aus:
 	\varepsilon_{12}
 \end{pmatrix}
 \]
-
-Die Spannung $\sigma_{11}$ besteht somit aus Anteilen von all diesen sechs Konstanten und den verschiedenen Dehnungen.
-Zuvor bei der Voigt'schen Notation hat man jedoch gesehen, dass die Tensoren symmetrisch sind.
-Folglich muss auch dieser Elastizitätstensor symmetrisch sein.
-Das sind folgendermassen aus:
+beschreiben.
+Die Spannung $\sigma_{11}$ beispielsweise besteht so aus der Summe aller 6 Produkte der Konstanten $C$ und Dehnungen $\varepsilon$.
+Die Symmetrieeigenschaft des Elastizitätstensors bleibt auch hier erhalten.
+Nun lässt sich die reduzierte allgemeine Spannungsgleichung mit
 
 \[
 \begin{pmatrix}
@@ -348,9 +398,9 @@ Das sind folgendermassen aus:
 	\varepsilon_{12}
 \end{pmatrix}
 \]
-
-Die Konstanten $C$ kann man nun anders ausdrücken.
-Und zwar bewerkstelligt man dies mithilfe vom Hook'schen Gesetz.
+beschreiben.
+Die Konstanten $C$ und $\nu$ werden wieder nach dem Hook'schen Gesetz definiert.
+Dies ergibt die Spannungsgleichung, welche weit möglichst vereinfacht ist:
 
 \[
 \begin{pmatrix}
@@ -379,25 +429,25 @@ Und zwar bewerkstelligt man dies mithilfe vom Hook'schen Gesetz.
 	\varepsilon_{13}\\
 	\varepsilon_{12}
 \end{pmatrix}
-\]
+\].
 
-Mithilfe der Poissonzahl, welche uns die Querdehnung angibt,
-sprich wie viel sich der Körper in Querrichtung verformt und dem E-Modul kann man alle Konstanten ausdrücken.
-Bei einigen fällt auf, dass diese 0 werden. Der Tensor besagt also,
+Im Elastizitätstensor fallen zwei $3\times3$ Blöcke auf, welche nur Einträge mit $0$ haben. Der Tensor besagt also,
 dass diese jeweiligen Konstanten keinen Einfluss auf unsere Spannung haben.
-Man sieht nun auch ganz gut, dass sich im Vergleich bei der allgemeinen Darstellung der Spannungsgleichung,
-die Einträge verschoben haben. Man hat nun eine sehr vorteilhafte Anordnung der verschiedenen Blöcke im Tensor.
-Als Beispiel kann man sich $\sigma_{33}$ anschauen.
-Es ist ersichtlich, dass die Konstante $C_{31}$, $C_{32}$, $C_{33}$, $C_{35}$  und $C_{36}$ keinen Einfluss auf $\sigma_{33}$ haben.
-Dies kann wie folgt erklärt werden. Auf Achse 3 geht $\sigma_{33}$ in Richtung 3.
-Der Einfluss von $C_{31}$, Achse 3 in Richtung 1 hat keinen Einfluss auf $\sigma_{33}$.
+Man sieht nun auch ganz gut, dass sich im Vergleich zu der allgemeinen Spannungsgleichung, die Einträge verschoben haben.
+Da nach Voigt zuerst die Normalspannungen und anschliessend die Schubspannungen notiert worden sind, ergeben sich die  $3\times3$ Blöcke.
+
+Man betrachte als Beispiel die Berechnung von $\sigma_{33}$.
+Es ist ersichtlich, dass die Schubdehnungen keinen Einfluss auf $\sigma_{33}$ haben.
+Der Einfluss der zu $\sigma_{33}$ äquivalenten Dehnung $\varepsilon_{33}$ hat den grössten Einfluss.
+Die anderen Normalspannungen $\sigma_{11}$ und $\sigma_{22}$ haben einen unter anderem mit $\nu$ korrigierten Einfluss.
 
-Von  $\overline{\overline{C}}$ bildet man nun die Inverse Matrix $\overline{\overline{C}}~^{-1}$ stellt sich die ganze Gleichung um.
+Von  $\overline{\overline{C}}$ bildet man noch die inverse Matrix $\overline{\overline{C}}\mathstrut^{-1}$ um die Gleichung umstellen zu können.
+Dadurch erhält man die Dehnungsgleichung:
 
 \[
 \vec{\varepsilon}
 =
-\overline{\overline{C}}~^{-1}\cdot \vec{\sigma}
+\overline{\overline{C}}\mathstrut^{-1}\cdot \vec{\sigma}
 \]
 
 \[
@@ -427,25 +477,27 @@ Von  $\overline{\overline{C}}$ bildet man nun die Inverse Matrix $\overline{\ove
 	\sigma_{13}\\
 	\sigma_{12}
 \end{pmatrix}
-\]
-
-Die zwei Blöcke links unten und rechts oben sind immer noch vorhanden.
-Im Vergleich wo wir die Inverse noch nicht gemacht haben hat sich das nicht geändert.
-Um die Einflüsse der Parameter zu veranschaulichen schreibt man folgende Gleichung.
+\].
 
+Die zwei $3\times3$ Blöcke links unten und rechts oben sind folglich noch vorhanden.
+Um wieder die Einflüsse der Parameter veranschaulichen zu können berechnet man mit
 \[
 \varepsilon_{22}
 =
 \frac{1}{E}\sigma_{22} - \frac{\nu}{E}\sigma_{11} - \frac{\nu}{E}\sigma_{33}
+=
+\frac{1}{E}\cdot(\sigma_{22}-\nu\cdot\sigma_{11}-\nu\cdot\sigma_{33})
 \]
 
-$\varepsilon_{22}$ beschreibt die Dehnung in Achse 2 und in Richtung 2.
-In erster Linie hängt $\varepsilon_{22}$ von $\sigma_{22}$ ab.
-Wenn die Poisson - Zahl grösser wird oder $\sigma_{11}$ oder $\sigma_{33}$, dann wird dadurch die Dehnung $\varepsilon_{22}$ kleiner.
-Das heisst, auf Kosten von Verformung in anderer Richtung als Achse 2 Richtung 2 erfolgt die Verformung an anderer Stelle.
-Wiederum hat die Schubspannung auf $\sigma_{11}$ keinen Einfluss.
+die Dehnung $\varepsilon_{22}$.
+Diese hängt wieder am meisten von $\sigma_{22}$ ab.
+Ist die Querdehnung $\nu$ grösser, so wird die Dehnung $\varepsilon_{22}$ reduziert.
+Bei inkompressiblen Medien, bei welchen keine Dehnungen und nur identische Normalspannungen auftreten können, ist folglich
+\[
+\nu
+=
+0.5
+\].
+
 
-Nun kennt man die Beziehung der 6 Dehnungen mit den 6 Spannungen.
-In der Geotechnik wäre das aufgrund der vielen Komponenten sehr umständlich um damit Berechnungen zu machen.
-Es braucht daher eine Vereinfachung mit Invarianten, welche im nächsten Kapitel beschrieben sind.
 
diff --git a/buch/papers/spannung/teil3.tex b/buch/papers/spannung/teil3.tex
index 500c404..e5574b8 100644
--- a/buch/papers/spannung/teil3.tex
+++ b/buch/papers/spannung/teil3.tex
@@ -8,6 +8,7 @@ Als erste Bedingung stellt man folgendes Verhältnis auf:
 =
 \sigma_{33}
 \]
+.
 
 Dies deshalb, da man von einem isotropen Bodenmaterial ausgeht.
 In Achse 22, Richtung 22 hat man den gleichen Boden wie in Achse 33 und Richtung 33.
@@ -35,6 +36,7 @@ q
 =
 \sigma_{11}-\sigma_{33}
 \]
+.
 
 p ist das arithmetische Mittel von der Spannung im infinitesimalen Würfel.
 q ist die Differenz zwischen der Spannung in vertikaler Richtung und der Spannung in Richtung 2 und 3.
@@ -44,7 +46,7 @@ Aus der Formel vom vorherigen Kapitel konnten wir die Spannungen berechnen.
 Deshalb kann man nun p und q in die Gleichung einsetzen.
 Die Dehnungen werden mit neuen Variablen eingeführt.
 Die Deviatorische Dehnung kann mit einer Schubdehnung verglichen werden.
-Die hydrostatische Dehnung kann mit einer Kompressionsdehnung verglichen werden.
+Die hydrostatische Dehnung kann mit einer Kompressionsdehnung verglichen
 
 \[
 \overbrace{\sigma_{11}-\sigma_{33}}^{q}
@@ -70,9 +72,9 @@ Die hydrostatische Dehnung kann mit einer Kompressionsdehnung verglichen werden.
 \text{Deviatorische Dehnung} [-]
 \]
 
-Diese Komponenten kann man nun in die Vereinfachte Matrix einsetzen.
-Man hat dann eine Matrix multipliziert mit einem Vektor und erhält einen Vektor.
+werden.
 
+Diese Komponenten kann man nun in die Vereinfachte Matrix
 \[
 \begin{pmatrix}
 	q\\
@@ -88,7 +90,9 @@ Man hat dann eine Matrix multipliziert mit einem Vektor und erhält einen Vektor
 	\varepsilon_{\nu}
 \end{pmatrix}
 \]
+einsetzen.
+Man hat dann eine Matrix multipliziert mit einem Vektor und erhält einen Vektor.
 
 Mit dieser Formel lassen sich verschieden Parameter von Versuchen analysieren und berechnen.
 Ein solcher Versuch, den oft in der Geotechnik durchgeführt wird ist der Oedometer-Versuch.
-Im nächsten Kapitel wird die Anwendung der Matrix an diesem Versuch beschrieben.
+Im nächsten Kapitel wird die Anwendung der Matrix an diesem Versuch beschrieben.
\ No newline at end of file
diff --git a/buch/papers/spannung/teil4.tex b/buch/papers/spannung/teil4.tex
index 85e9b1b..60f2518 100644
--- a/buch/papers/spannung/teil4.tex
+++ b/buch/papers/spannung/teil4.tex
@@ -1,68 +1,69 @@
-\section{Spannungsausbreitung\label{spannung:section:Oedometer - Versuch}}
-\rhead{Oedometer - Versuch}
-Beim Oedometer - Versucht hat man einen Stahlring mit einer Filterplatte am Boden.
-In diesen Stahlring wird eine Bodenprobe eingefüllt.
-Anschliessend wir mit einer Platte das Bodenmaterial mit einer ansteigenden Kraft belastet.
-
-Die Probe wird sich so verdichten. Das Volumen nimmt ab.
-Der Stahlring verhindert ein seitliches ausbrechen oder entweichen der Bodenprobe.
-Die Dehnung auf der Seite beträgt somit 0.
-Mit dem Wert der Kraft und der Fläche lässt sich die Spannung berechnen.
-Anhand der Volumenabnahme errechnet man die Dehnung.
-Aus diesen Werten lässt sich wiederum das E-Modul bestimmen.
-Beim Oedometer Versuch ist das E-Modul als $E_{OED}$ bezeichnet.
-
-Das $E_{OED}$ hat man speziell in der Geotechnik.
-Dies aufgrund der speziellen Situation wo man sich mit dem infinitesimalen Würfel befindet.
-Mit dem Stahlring, der verhindert das Material seitlich entweichen kann hat man ganz ähnliche Verhältnisse wie tief im Untergrund.
-Auch dort kann das Material bei einer Belastung nicht seitlich entweichen.
-
-Wichtig ist nochmals zu betonen, dass alle diese beschriebenen Berechnungen ausschliesslich im linear-elastischen Materialverhalten funktionieren.
-So ist es auch beim Oedometer - Versuch.
-Den Versuch kann man auf einem $\sigma$ und $\varepsilon$ Diagramm abtragen.
-
-\begin{figure}
-	\centering
-	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/DiagrammOedometer-Versuch.png}
-	\caption{Diagramm Oedometer - Versuch}
-	\label{fig:Diagramm Oedometer - Versuch}
-\end{figure}
-
-Bei einem Versuch mit anderem Baumaterial wie beispielsweise Holz nimmt die Dehnung im Laufe des Versuchs stärker zu, obwohl weniger Spannung abgetragen wird.
-Bei den meisten Böden ist dies anders. Durch die Komprimierung nimmt der Boden mehr Spannung auf, und verformt sich zugleich weniger stark.
-
-Man kann die Dehnung in unsere vereinfachte Matrix einsetzen. Das E-Modul ersetzt man mit dem $E_{OED}$.
+\section{Oedometer-Versuch\label{spannung:section:Oedometer-Versuch}}
+\rhead{Oedometer-Versuch}
+Mit dem Oedometer-Versuch kann der Oedometrische Elastizitätsmodul $E_{OED}$ bestimmt werden.
+Dieser beschreibt ebenfalls das Verhältnis zwischen Spannung und Dehnung, allerdings unter anderen Bedingungen.
+Diese Bedingung ist das Verhindern der seitlichen Verformung, sprich der Dehnung in Richtung $1$ und $2$.
+Es wird ein Probeelement mit immer grösseren Gewichten belastet, welche gleichmässig auf das Material drücken.
+Die seitliche Verschiebung des Materials wird durch einen Stahlring verhindert.
+Die Probe wird sich so steig verdichten.
+Das Volumen nimmt ab und die Dehnung nimmt immer mehr zu.
+Unter diesen Bedingungen wird das Oedometrische E-Modul mit steigender Dehnung zunehmen.
 
+Da im Boden das umgebende Material ähnliche eine seitliche Verformung verhindert,
+gibt dieser Oedometrische E-Modul die Realität besser als der gewöhnliche E-Modul wieder.
+Durch dieses Verhindern des seitlichen Ausbrechens ist
 \[
-\overbrace{\sigma_{11}-\sigma_{33}}^{q}
+\varepsilon_{22}
 =
-\frac{3E}{2(1+\nu)} \overbrace{\frac{2}{3}(\varepsilon_{11} - 0)}^{\varepsilon_{\nu}}
+\varepsilon_{33}
+=
+0
 \]
-
+aber auch
 \[
-\overbrace{\frac{\sigma_{11}+2\sigma_{33}}{3}}^{p}
+\sigma_{22}
 =
-\frac{E}{3(1-2\nu)} \overbrace{(\varepsilon_{11} - 2\cdot0)}^{\varepsilon_{s}}
+\sigma_{33}
+\neq 0
 \]
-
+Die Spannung $\sigma_{11}$ wird durch durch die aufgebrachte Kraft mit
+\[
+\sigma_{11}
+=
+\frac{F}{A}
+\]
+und die Dehnung $\varepsilon_{11}$ jeweils mit den entsprechenden Setzungen berechnet.
+Diese Randbedingen können in die vereinfachte Gleichung eingesetzt.
+Diese lautet nun:
 \[
 \begin{pmatrix}
 	\sigma_{11}-\sigma_{33} \\
 	\sigma_{11}+2\sigma_{33}
 \end{pmatrix}
 =
-\begin{bmatrix}
+\begin{pmatrix}
 	\frac{E_{OED}}{(1+\nu)} &                        0 \\
-	                      0 & \frac{E_{OED}}{(1-2\nu)}
-\end{bmatrix}
+                          0 & \frac{E_{OED}}{(1-2\nu)}
+\end{pmatrix}
 \begin{pmatrix}
 	\varepsilon_{11}\\
 	\varepsilon_{11}
 \end{pmatrix}
 \]
+.
 
-An einem geeigneten Punkt, wo man noch im linear-elastischen Materialverhalten ist, kann man nun das $E_{OED}$ abtragen.
-Es wird nur ein Delta betrachtet um $E_{OED}$ zu berechnen.
-Man darf die Dehnung nicht über den gesamten Verlauf betrachten um $E_{OED}$ zu berechnen.
+Daraus lässt sich bei jedem Setzungsgrad das Oedometrische E-Modul $E_{OED}$ und die seitlichen Spannungen $\sigma_{33}$ mit den 2 Gleichungen
 
-Mit diesem ermittelten E-Modul kann man nun weitere Berechnungen für die Geotechnik durchführen.
+GLEICHUNGEN...
+
+berechnen.
+Den Versuch kann man auf einem $\sigma$-$\varepsilon$-Diagramm abtragen (siehe Abbildung 1.7).
+Durch die Komprimierung nimmt der Boden mehr Spannung auf, und verformt sich zugleich weniger stark.
+Mit diesem ermittelten $E_{OED}$ kann man nun weitere Berechnungen für die Geotechnik durchführen.
+
+\begin{figure}
+	\centering
+	\includegraphics[width=0.5\linewidth,keepaspectratio]{papers/spannung/Grafiken/DiagrammOedometer-Versuch.png}
+	\caption{Diagramm Oedometer-Versuch}
+	\label{fig:Diagramm Oedometer-Versuch}
+\end{figure}
\ No newline at end of file
diff --git a/buch/papers/verkehr/Makefile.inc b/buch/papers/verkehr/Makefile.inc
index 7bd8de1..876d0df 100644
--- a/buch/papers/verkehr/Makefile.inc
+++ b/buch/papers/verkehr/Makefile.inc
@@ -3,12 +3,10 @@
 #
 # (c) 2021 Prof Dr Andreas Müller, OST Ostschweizer Fachhochschule
 #
-dependencies-verkehr =						\
+dependencies-verkehr =							\
 	papers/verkehr/packages.tex					\
-	papers/verkehr/main.tex					\
-	papers/verkehr/references.bib				\
-	papers/verkehr/teil0.tex					\
-	papers/verkehr/teil1.tex					\
-	papers/verkehr/teil2.tex					\
-	papers/verkehr/teil3.tex
+	papers/verkehr/main.tex						\
+	papers/verkehr/section1.tex					\
+	papers/verkehr/section2.tex					\
+	papers/verkehr/references.bib
 
diff --git a/buch/papers/verkehr/section1.tex b/buch/papers/verkehr/section1.tex
index 1f7c20e..6a5dc28 100644
--- a/buch/papers/verkehr/section1.tex
+++ b/buch/papers/verkehr/section1.tex
@@ -25,6 +25,7 @@ Der A*-Algorithmus ist ein heuristischer Suchalgorithmus, der den kürzesten Pfa
 Im Gegensatz zu einfachen Suchalgorithmen, wird beim A*-Algorithmus eine Schätzfunktion, die sogenannte Heuristik, verwendet. Dies ermöglicht ein zielgerichtetes Suchen und gleichzeitig wird die Laufzeit verringert. 
 Ausserdem findet der A*-Algorithmus immer eine optimale Lösung, sofern eine vorhanden ist.
 Der A*-Algorithmus wird als Verallgemeinerung gehandhabt und gilt als Erweiterung des Dijkstra-Algorithmus. 
+=======
 
 \subsubsection{Floyd-Warshall-Algorithmus}
 Der Floyd-Warshall-Algorithmus wurde erstmals im Jahr 1962 von seinen Namensgebern Robert Floyd und Stephen Warshall vorgestellt.
@@ -35,8 +36,6 @@ Ein Kreis in einem Graphen ist ein Weg, bei dem Start- und Endpunkt den gleichen
 Bei Verkehrsnetzen ist die euklidische Distanz eine gängige und zuverlässige Heurstik. Dabei wird zu den effektiven Reisekosten zum aktuellen Knoten die euklidische Distanz bis zum Zielknoten hinzuaddiert. Dadurch wird die Kostenfunktion konsequent nie überschätzt. Dies stellt eine Voraussetzung an eine zulässige Heuristik dar.
 Was bei einem physischen Verkehrsnetz einfach zu bewältigen ist, da Koordinaten von Verkehrsnetzen zur Berechnung der Distanz verwendet werden können, ist bei virtuellen Netzwerken (z.B. Servernetzen) entweder nicht möglich, oder nicht relevant.
 
-
-
 \subsection{PageRank-Algorithmus}
 Der PageRank-Algorithmus wurde von den Gründern von Google, Larry Page und Sergey Brin im Jahr 1996 entwickelt und zum Patent angemeldet. Zwei Jahre später gründeten sie ihr Unternehmen Google Inc..
 Beim PageRank-Algorithmus handelt es sich um den Algorithmus von Google, aus dem die Google-Matrix abgeleitet wird.
@@ -57,7 +56,6 @@ A_{i,j}=\left\{ \begin{matrix}
 \end{equation}
 
 
-
 Für ungerichtete Graphen mit $n$ Knoten gilt \begin{equation}A_{i,j}=A_{j,i}\end{equation} und weiter \begin{equation}A_{i,i}=0\quad\forall i\in \left\{1...n\right\}\end{equation}
 Beim PageRank-Algorithmus wird eine abgewandelte Form der Adjazenz-Matrix verwendet.
 Dabei werden die Matrix-Einträge spaltenweise durch die jeweilige Spaltensumme geteilt.
diff --git a/buch/papers/verkehr/section2.tex b/buch/papers/verkehr/section2.tex
index 9e40553..638d9dd 100644
--- a/buch/papers/verkehr/section2.tex
+++ b/buch/papers/verkehr/section2.tex
@@ -13,7 +13,7 @@ Die beiden Versuchsreihen unterscheiden sich zudem dahingehend, dass der Start-
 
 \begin{figure}
 \centering
-\includegraphics[width=12cm]{figures/chart_Vr1.png}
+\includegraphics[width=12cm]{papers/verkehr/figures/chart_Vr1.png}
 
 \caption{Gemessene Rechenzeiten der ersten Versuchsreihe in Abhängigkeit der Knotenzahl.}
 \label{verkehr:Vr1}
@@ -25,7 +25,7 @@ Bei Betrachtung von \ref{verkehr:pathDifference} wird dies ersichtlich, wobei di
 
 \begin{figure}
 \centering
-\includegraphics[width=12cm]{figures/chart_pathDiff.png}
+\includegraphics[width=12cm]{papers/verkehr/figures/chart_pathDiff.png}
 
 \caption{Relative Abweichung des kürzesten Pfads von der Luftlinie.}
 \label{verkehr:pathDifference}
@@ -36,7 +36,7 @@ Bei Betrachtung von \ref{verkehr:pathDifference} wird dies ersichtlich, wobei di
 
 \begin{figure}
 \centering
-\includegraphics[width=12cm]{figures/chart_Vr2.png}\\
+\includegraphics[width=12cm]{papers/verkehr/figures/chart_Vr2.png}\\
 \caption{Gemessene Rechenzeiten der zweiten Versuchsreihe in Abhängigkeit der Knotenzahl.}
 \label{verkehr:Vr2}
 \end{figure}
@@ -46,8 +46,8 @@ Des weiteren ist festzustellen, dass sich die Unterschiede der Rechenzeiten zwis
 
 \begin{figure}
 \centering
-\includegraphics[width=6cm]{figures/network_dij.png}\qquad
-\includegraphics[width=6cm]{figures/network_aStar.png}
+\includegraphics[width=6cm]{papers/verkehr/figures/network_dij.png}\qquad
+\includegraphics[width=6cm]{papers/verkehr/figures/network_aStar.png}
 \caption{Suchpfad in grün mit \emph{Dijkstra} (links), und \emph{A*} (rechts). Besuchte Knoten sind in blau, resp. rot markiert.}
 \label{verkehr:Comparison}
 \end{figure}