Buchstaben $\cK$ und nennen sie kurz Hyperkegel.

Nach diesen Vorbemerkungen können wir nun beschreiben, wie man in der Theorie, ausgehend vom Vakuumzustand $\omega$, geladene Zustände erhält. Dazu gibt man sich zunächst einen Hyperkegel $\cK \subset V$ vor, in dem die Präparation erfolgen soll. Dann wählt man Folgen von in $\cK$ lokalisierten unitären Operatoren, $\{W_n \in \cA(\cK)\}_{n \in \NN}$, die die Operation der Paarerzeugung beschreiben, wobei für wachsendes $n$ die kompensierende Ladung immer weiter in asymptotisch lichtartiger Richtung verschoben wird. Bei geeigneter Wahl der Operatorfolge konvergieren die resultierenden partiellen Zuständen in der Ladungsklasse des Vakuums, $\{ \omega {\raisebox{1.2pt}{$\, \scriptscriptstyle \circ \, $}}\mbox{Ad} \, W_n \rest \cA(V) \}_{n \in \NN}$, gegen einen partiellen Zustand $\varphi \rest \cA(V)$ aus der gewünschten Ladungsklasse. Die kompensierende Ladung ist in $\varphi \rest \cA(V)$ nicht mehr nachweisbar, sie befindet sich im raumartigen Komplement der in $V$ zur Verfügung stehenden Observablen.

Ausgehend von dieser physikalisch transparenten aber umständlichen Methode kann man zu einer bequemeren, aber etwas abstrakteren Beschreibung der Ladungserzeugung übergehen. Es zeigt sich nämlich, dass auch die Folgen der von den unitären Operatoren induzierten Abbildungen $\{ \mbox{Ad} \, W_n \}_{n \in \NN}$ der Observablenalgebra $\cA(V)$ auf sich selbst konvergieren, wobei wir hier nicht auf die in [@BuRo] 