diff --git a/S3/ExPhyIII/VL/ExIIIVL3.typ b/S3/ExPhyIII/VL/ExIIIVL3.typ
new file mode 100644
index 0000000..651fc53
--- /dev/null
+++ b/S3/ExPhyIII/VL/ExIIIVL3.typ
@@ -0,0 +1,103 @@
+// Main VL template
+#import "../preamble.typ": *
+
+// Fix theorems to be shown the right way in this document
+#import "@preview/ctheorems:1.1.3": *
+#show: thmrules
+
+// Main settings call
+#show: conf.with(
+ // May add more flags here in the future
+ num: 3,
+ type: 0, // 0 normal, 1 exercise
+ date: datetime.today().display(),
+ //date: datetime(
+ // year: 2025,
+ // month: 5,
+ // day: 1,
+ //).display(),
+)
+
+= Uebersicht
+
+Ende der Herleitung der Wellengleichung fuer Schall.
+
+Kompressibilitaet
+
+$
+ kappa = -1/(Delta p) ((Delta V)/V) \, space K = 1/kappa "Kompressibilitaetsmodul" \
+ (Delta V) / (V) = (diff v) / (diff x) Delta t = Delta p ((Delta V) / (V) 1/(Delta p)) \, space (diff v) / (diff t) - 1/rho (diff p) / (diff x) \
+ (diff v) / (diff x) = - (Delta p) / (Delta t) kappa = ^(lim_(Delta t -> oo) ) - (diff p) / (diff t) kappa \
+ diff / (diff t) (- (diff p) / (diff t) kappa) = diff / (diff t) (diff v) / (diff x) = diff / (diff x) (diff v) / (diff t) = - 1/rho (diff ^2 p) / (diff x^2 ) \
+ kappa (diff ^2 p) / (diff t^2 ) = 1/rho (diff ^2 p) / (diff x^2 ) ==> c^2 = 1/ (rho kappa) = kappa/rho \
+ (diff p^2 ) / (diff t^2 ) - c^2 (diff p^2 ) / (diff x^2 ) = 0.
+$
+
+Hier werden Gleichgewichtswerte als Linearisierung genommen.
+
+Woher kommt $kappa$ beziehungsweise das Kompressibilitaetsmodul $K$? Es gilt
+
+$
+ p V = N k T
+$
+
+die ideale Gasgleichung.
+
+Wir rechnen
+$
+ p V^(gamma) = p_0 V_0 ^(gamma) "Adiabatenexponent" \
+ gamma = (c_(p) ) / (c_(V) ) = (f + 2) / (f) = 1.4 "bei Luft" \
+ p = V^(- gamma) p_0 V_0 ^(gamma) \
+ (diff p) / (diff V) = - gamma V^(- gamma - 1) p_0 V_0 ^(gamma) \
+ ==> K_0 = V (diff p) / (diff V) = - gamma p_0 .. "beziehungsweise" .. K_(0) = 1/(gamma p_0 ) \, space p = rho k T \
+ c_(s) = 1/(sqrt(rho k)) = sqrt((gamma p_0 ) / (rho_0 ) ).
+$
+Fuer Luft folgt
+$
+ c_(s) approx sqrt((1.4 10^(5) ) / (1.25) ) ("m") / ("s") = sqrt((1.4 * 10 ^(4) ) / (1 * 12.5) ) = 3.35 * 100 ("m") / ("s") = 335 ("m") / ("s").
+$
+
+Druck und Dichte sind alle durch harmonische Wellenfunktionen gegeben. Die Linearisierung des Drucks ist durch die enorm kleineen Schwankungen gerechtfertigt.
+
+Schallschnelle $v$ und Impedanz (Wellenwiderstand) $z = p/v$. Dann ist
+$
+ I = p v = z v^2 = p^2 /z \
+ d W = arrow(F) * d arrow(s) \
+ [I] = ("J") / ("m"^3 ) ("m") / ("s") = "W" 1/"m"^2 .
+$
+Schall kann anhad der Frequenz und der Schalldruck Amplidude klassifiziert werden. Die Lautstaerke ist eine Logarithmische Funktion des Schalldruckpegels. Es ist fuer den Schalldruckpegel
+$
+ L_(p) := 10 log_(10) (p^2 ) / (p_(s)^2 ) = 20 log_(10) p/p_(s) \
+ [L_(p) ] = "dB"\
+ L := 10 log_(10) (I (nu)) / (I_("min") (nu)) \
+ [L] = "Phon"
+$
+Wie funktioniert das Hoeren anhand der Physiologie?
+
+Helmholtz
+$
+ arrow(nabla) ^2 u + k ^2 u = 0 \
+ u (arrow(r)) * e ^(i omega t) .
+$
+Raummoden visualisieren.
+
+== Schallwellen in Festkoerpern
+
+Wir fuehren den Spannungstensor ein. Der Festkoerper reagiert auf die Spannung $sigma = F/A$ mit Dehnung $epsilon = (diff xi) / (diff x) $ $epsilon_(i j) = (diff xi_(i) ) / (diff x_(j) ) $
+$
+ underbrace(sigma, "Matrix") = underbrace(E, "Tensor 3. Stufe") .. underbrace(epsilon, "Matrix") .. "Hooke".
+$
+$F$ ist die Kraft und $A$ die Flaeche.
+$sigma$, $epsilon$ sind Tensoren und $E$ ist der Young'sche Modul.
+
+Wir stellen uns Massen und Federn in einem Gitter vor. Alle Potentiale koennen als Parabel genaehert werden und somit als Feder modelliert. Wir definieren das Verzerrungsfeld
+$
+ xi (x, y) \
+ ==> epsilon_(i, j) = (diff xi_(i) ) / (diff x_(j) ) .
+$
+Bei Stahl ist $E tilde.equiv 2 * 10 ^(11) ("N") / ("m"^2 ) ("Pa") = 210 "GPa"$.
+Es folgt fuer die BWGL
+$
+ Delta m dot.double(xi) = A Delta sigma = A E ( epsilon (x + Delta x) - epsilon (x)) \
+ epsilon A Delta x dot.double(xi) = A (diff sigma) / (diff x) Delta x ==> dot.double(xi) = E/sigma xi'' \, space c = sqrt(E/sigma)
+$
diff --git a/S3/KFT/VL/KftVL3.typ b/S3/KFT/VL/KftVL3.typ
new file mode 100644
index 0000000..033775a
--- /dev/null
+++ b/S3/KFT/VL/KftVL3.typ
@@ -0,0 +1,182 @@
+// Main VL template
+#import "../preamble.typ": *
+
+// Fix theorems to be shown the right way in this document
+#import "@preview/ctheorems:1.1.3": *
+#show: thmrules
+
+// Main settings call
+#show: conf.with(
+ // May add more flags here in the future
+ num: 3,
+ type: 0, // 0 normal, 1 exercise
+ date: datetime.today().display(),
+ //date: datetime(
+ // year: 2025,
+ // month: 5,
+ // day: 1,
+ //).display(),
+)
+
+= Uebersicht
+
+Elektrostatik
+$
+ arrow(nabla) * arrow(E) (arrow(x)) = (rho (arrow(x))) / (epsilon_0 ) \
+ arrow(nabla) times arrow(E) (arrow(x)) = 0.
+$
+In der Ebene gilt
+$
+ arrow(E) (z) = sign z (sigma) / (2 epsilon_0 ) hat(z).
+$
+Verallgemeinerung fuer beliebige Flaechen. Wir koennen keine allgmeeine Formen angeben. Es lassen sich aber Aussagen ueber die unmittelbare Naehe treffen. Wir betrachten eine Flaeche $A$ mit Normalenvektor $hat(n)$ und Ladungsdichte $sigma$ und einem elektrischen Feld $arrow(E)$. Wir setzen einen Zylinder mit der Hoehe $h$ in die Ebene. Es gilt
+$
+ integral.surf _(partial V) dif arrow(s) * arrow(E) = (sigma A) / (epsilon_0 ) \
+ lim_(h -> 0) ==> (sigma A) / (epsilon_0 ) = ( hat(n) * arrow(E)_(+) - hat(n) * arrow(E)_(-) ) * A \
+ ==> hat(n) * arrow(E)_(+) - hat(n) * arrow(E)_(-) = sigma/epsilon_0.
+$
+Das elektrische Feld hat also einen Sprung von $sigma/epsilon_0 $ an einer leitenden Ebene.
+
+Wir betrachten eine Schleife $S$
+
+
+#figure(
+ image("typst-assets/drawing-2025-11-07-14-30-30.rnote.svg"),
+)
+in der Seitenansicht von einer Ebene. Es gilt
+$
+ integral.cont_(S) dif arrow(r) * arrow(E) = integral _(partial S) dif arrow(s) (arrow(nabla) times arrow(E)) = 0 \
+ a -> 0 ==> L (E_(+) ^(parallel) - E_(-) ^(parallel ) ).
+$
+Die Parallelkomponente des Feldes bleibt also stetig.
+
+Wir betrachten zwei parallele Ebenen
+
+
+#figure(
+ image("typst-assets/drawing-2025-11-07-14-36-36.rnote.svg"),
+)
+
+#remark[
+ Alle Gleichungen der Elektrostatik sind linear $==>$ Die Loesungen fuer die Felder koennen nach dem *Superpositionsprinzip* addiert werden
+ $
+ arrow(E)_(1), arrow(B)_(1) "Loesungen fuer" rho_(1) arrow(j)_(1) \
+ arrow(E)_(2), arrow(B)_(2) "Loesungen fuer" rho_(2) arrow(j)_(2) \
+ ==> arrow(B) = arrow(B )_(1) + arrow(B)_(2) and arrow(E) = arrow(E)_(1) + arrow(E)_(2) "sind Loesungen fuer" rho = rho_(1) + rho_(2) and arrow(j) = arrow(j)_(1) + arrow(j)_(2).
+ $
+ Die Elektrostatik ist deshalb eine einfache Theorie, da sie linear ist.
+]
+
+In der Mitte der beiden Platten ist ein Feld von
+$
+ arrow(E) = sigma/epsilon_0 hat(z).
+$
+Aussherhalb ist es feldfrei.
+
+= Kugelschale
+
+Wir betrachten den Rand einer Kugel mit Radius $R$. Auf der Kugelschale ist gleichmaessig $sigma$. Die Gesamtladung ist
+$
+ Q = 4 pi R^2 sigma.
+$
+Ausserhalb der Kugelschale ist durch den Gausschen Satz
+$
+ arrow(E) (arrow(r)) = Q/(4 pi epsilon_0 r^2 ) hat(r).
+$
+Und innerhalb folgt dann
+$
+ arrow(E) = 0,
+$
+da dort keine Ladung eingeschlossen ist.
+
+Pruefen der Unstetigkeit am Rand der Kugel
+$
+ E_(+ ) ^(perp) = Q/(4 pi epsilon_0 R^2 ) - 0 \
+ = sigma/epsilon_0.
+$
+
+= Loesungen fuer beliebige Ladungsverteilungen
+
+Betrachte das elektrostatische Potential
+$
+ arrow(nabla) * arrow(E) = rho/epsilon_0 \
+ arrow(nabla) times arrow(E) = 0.
+$
+Wir nutzen, dass in einem einfach zusammenhaengenden Gebiet folgt aus $arrow(nabla) * arrow(E) = 0$, dass es ein skalares Feld $phi$ gibt mit
+$
+ arrow(E) = - arrow(nabla) phi.
+$
+Hier wird $phi$ als elektrostatisches Potential bezeichnet.
+#definition[
+ Einfach zusammenhaengendes Gebiet $G subset RR^3 $. Jede geschlossene Kurve in $G$ laesst sich in $G$ auf einen Punkt zusammenziehen. Dieses ist dann *Nullhomotop*.
+]
+Es folgt also
+$
+ arrow(nabla) times arrow(E) = arrow(nabla) times (- arrow(nabla) phi) = 0.
+$
+Verbleibende Gleichungen der Elektrostatik
+$
+ arrow(nabla) * arrow(E) = arrow(nabla) * (- arrow(nabla) phi) = - Delta phi = rho/epsilon_0.
+$
+Der Laplace Operator
+$
+ Delta = diff^2 / (diff x ^2 ) + diff^2 / (diff y ^2 ) + diff^2 / (diff z ^2 ).
+$
+Die Poissongleichung
+$
+ Delta phi = - rho/ epsilon_0.
+$
+In Regionen wo die Ladungsdichte verschwindet gilt
+$
+ Delta phi = 0.
+$
+
+#remark[
+ + $phi$ ist bis auf eine lineare Funition eindeutig definiert $phi (arrow(x)) -> phi (arrow(x)) + ( a + arrow(b) * arrow(x))$ ist auch eine Loesung. Die Konvention ist hier $phi (arrow(x)) -> ^(abs(arrow(x)) -> oo) 0$
+ + Hamiltonfunction fuer Testladung $q$
+ $
+ H = (arrow(p)^2 ) / (2 m) + q phi (arrow(x)) ==> dot(p)_(alpha) = - (diff H) / (diff x_(alpha) ) = - q (diff phi) / (diff x_(alpha) ) \
+ dot(x)_(alpha) = (diff H) / (diff p_(alpha) ) = p_(alpha) /m \
+ ==> m dot.double(arrow(x)) = - q arrow(nabla) phi = q arrow(E)
+ $
+ + Die Loesung der Laplacegleichung nennt man harmonische Funktionen. Fuer diese gibt es das Max-Prinzip.
+ Harmonische Funktionen koennen im Inneren des Definitionsbereiches kein echtes maximum oder Minimum annehmen. Es gilt auch
+ $
+ Delta phi (arrow(x)) = 0 "fuer Definitionsbereich" G.
+ $
+ Deshalb kann es auch keine stationaere Konfiguration fuer Ladungsverteilungen geben.
+]
+
+= Potential einer Punktladung
+
+Es muss gelten
+$
+ arrow(E) = - arrow(nabla) phi \
+ rho (arrow(x)) = Q delta ^((3)) (arrow(x)) \
+ ==> Delta phi = - Q/epsilon_0 delta ^((3)) (arrow(x)) \
+ phi (arrow(x)) = (Q) / (4 pi epsilon_0 abs(arrow(x))).
+$
+Nachpruefen des Ansatzes
+$
+ arrow(x) != 0 \
+ arrow(nabla) 1/arrow(x) = - (arrow(x)) / (abs(arrow(x))^3 ) \
+ ==> Delta 1/arrow(x) = arrow(nabla) * arrow(nabla) 1/arrow(x) = - arrow(nabla) (arrow(x)) / (abs(arrow(x))^3 ) \
+ = - (1) / (abs(arrow(x))^3 ) arrow(nabla) arrow(x) - sum _(alpha = 1) ^(3) x_(alpha) diff / (diff x_(alpha) ) 1/(abs(arrow(x))^3 ) \
+ = - 3/abs(arrow(x))^3 - x_(alpha) ((- 3/2) * 2 x_(alpha) ) / (abs(arrow(x))^3 ) = 0.
+$
+Eine kleine Kugel um den Ursprung
+$
+ integral.vol dif^3 x arrow(nabla) * arrow(E) = integral_(partial V ) dif arrow(s) * arrow(E) \
+ = - integral _(partial V ) dif arrow(s) * arrow(nabla) phi \
+ = - Q/(4 pi epsilon_0 ) integral _(partial V) dif arrow(s) * arrow(nabla) 1/abs(arrow(x)) = 1/epsilon_0 Q \
+ = (Q) / (4 pi epsilon_0 ) integral _(partial V) dif arrow(s) * (arrow(x)) / (abs(arrow(x))^3 ) = (Q) / (4 pi epsilon_0 ) 4 pi R^2 * 1/R^2.
+$
+
+= Elektrisches Feld einer Punktladung
+
+Es folgt nach Berechnung
+$
+ arrow(E) (arrow(x)) = - arrow(nabla) phi \
+ = (Q) / (4 pi epsilon_0 ) (arrow(x)) / (abs(arrow(x))^3 ) = (Q) / (4 pi epsilon_0 abs(arrow(x))^2 ) hat(x).
+$
+Dies ist also genau wieder das Coulomb-Gesetz.
diff --git a/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-30-30.rnote b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-30-30.rnote
new file mode 100644
index 0000000..2adc446
Binary files /dev/null and b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-30-30.rnote differ
diff --git a/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-30-30.rnote.svg b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-30-30.rnote.svg
new file mode 100644
index 0000000..58671fe
--- /dev/null
+++ b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-30-30.rnote.svg
@@ -0,0 +1,4 @@
+
+
\ No newline at end of file
diff --git a/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-36-36.rnote b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-36-36.rnote
new file mode 100644
index 0000000..0795a5a
Binary files /dev/null and b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-36-36.rnote differ
diff --git a/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-36-36.rnote.svg b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-36-36.rnote.svg
new file mode 100644
index 0000000..5017b05
--- /dev/null
+++ b/S3/KFT/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-14-36-36.rnote.svg
@@ -0,0 +1,4 @@
+
+
\ No newline at end of file
diff --git a/S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL2.typ b/S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL2.typ
new file mode 100644
index 0000000..beb88f8
--- /dev/null
+++ b/S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL2.typ
@@ -0,0 +1,23 @@
+// Main VL template
+#import "../preamble.typ": *
+
+// Fix theorems to be shown the right way in this document
+#import "@preview/ctheorems:1.1.3": *
+#show: thmrules
+
+// Main settings call
+#show: conf.with(
+ // May add more flags here in the future
+ num: 5,
+ type: 0, // 0 normal, 1 exercise
+ date: datetime.today().display(),
+ //date: datetime(
+ // year: 2025,
+ // month: 5,
+ // day: 1,
+ //).display(),
+)
+
+= Uebersicht
+
+Diese Vorlesung ist ausgefallen.
diff --git a/S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL3.typ b/S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL3.typ
new file mode 100644
index 0000000..cc014e5
--- /dev/null
+++ b/S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL3.typ
@@ -0,0 +1,108 @@
+// Main VL template
+#import "../preamble.typ": *
+
+// Fix theorems to be shown the right way in this document
+#import "@preview/ctheorems:1.1.3": *
+#show: thmrules
+
+// Main settings call
+#show: conf.with(
+ // May add more flags here in the future
+ num: 3,
+ type: 0, // 0 normal, 1 exercise
+ date: datetime.today().display(),
+ //date: datetime(
+ // year: 2025,
+ // month: 5,
+ // day: 1,
+ //).display(),
+)
+
+= Uebersicht
+
+Wiederholung der *Bessel'schen Ungleichung*. Betrachte $f in RR [- pi, pi] \, space c^(k) = 1/(2 pi) integral _(- pi) ^(pi) f (x) e ^(i k x) dif x$
+$
+ ==> sum abs(c^(k) )^2 <= norm(f)_(L^2 ) ^2 \
+ norm(f)_(L^2 ) ^2 = lr(angle.l f, f angle.r) \
+ lr(angle.l f, g angle.r) = 1/(2 pi) integral _(- pi) ^(pi) overline(f (x)) g (x) dif x
+$
+
+Im Beweis
+$
+ norm(f - sum _(- n) ^(n) c_(k) e_(k) )^2 = lr(angle.l f - sum c_(k) e_(k) , f - sum c_(k) e_(k) angle.r) \
+ = norm(f)^2 - sum abs(c_(k))^2 -> 0 .. (n -> oo) "wenn" sum c_(k) e_(k) "gegen" f "bezueglich" norm(*)_(L^2 ) \
+ e_(k) (x) = e ^(i k x).
+$
+
+Es folgt die *Parseval'sche Gleichung*
+$
+ norm(f)_(2) ^(2) = lim_(n -> oo) sum_(- n)^(n) abs(c_(k) )^2 \
+ ==> sum abs(c_(k) )^2 < oo.
+$
+$==>$ Eindeutigkeit der Fourierkoeffizienten.
+
+#proof[
+ Sei $f = sum c_(k) e_(k) \, space g = sum d_(k) e_(k) $. Mit $c_(k) = lr(angle.l e_(k) , f angle.r) \, space d_(k) = lr(angle.l e_(k) , g angle.r)$.
+ Ist $f != g$ so gilt
+ $
+ 0 != norm(f - g)_(L^2 ) ^2 = sum abs(lr(angle.l e_(k) , f - g angle.r))^2 = sum abs(c_(k) - d_(k) )^2.
+ $
+ Angenommen $c_(k) = d_(k) forall k ==> 0 != 0 $. Widerspruch.
+ $f ~ g$ bezueglich der $norm(*)_(L_(1) ) :<==> f "und" g "auf Nullmenge verschieden sein duerfen" $.
+
+ Also $f, g in C [- pi, pi] ==>( f != g ==> exists x_0 in [- pi, pi]: f (x_0 ) != g (x_0 ))$.
+ Parseval $==>$ $sum_(k=1)^(oo) 1/k^2 = pi^2 /6$.
+
+
+#figure(
+ image("typst-assets/drawing-2025-11-07-10-46-32.rnote.svg"),
+)
+
+ $
+ f (x) = x "auf" [- pi, pi] \, space c_(k) = (- 1)^(k) ) i/k \, space k != 0, c_0 = 0 \
+ ==> sum_(- oo)^(oo) abs(c_(k) )^2 = 2 sum_(k=1)^(oo) 1/k^2 =^("Parseval") lr(angle.l f, f angle.r) = 1/(2 pi) integral _(- pi) ^(pi) x^2 dif x = pi^2 /3
+ $
+]
+
+Die Schwingende Rechtecksmembran durch den Tayloransatz loesen
+
+$
+ u (t, x, y) = sum _(n = 1) ^(oo) sum_(m = 1)^(oo) (a_(m, n) cos (sqrt(lambda_(n, m) ) c t) + b_(n, m) sin (sqrt(lambda_(n, m) ) c t)) nu_(n, m).
+$
+
+Cladni-Figuren in Wolframalpha.
+
+= Kreisfoernige Membran
+
+Wellengleichung
+$
+ arrow(nabla) ^2 u = 1/v^2 partial _(t) ^2 u.
+$
+Produktansatz $==>$ $u = v (t) w (x, y)$.
+
+Wenn man auf Polarkoordinaten transformiert, dann muessen die Randbedingungen alle erfuellt sein, was man durch den Limes prueft.
+
+$
+ (partial _(x) ^2 + partial _(y) ^2 ) v = - lambda v
+$
+
+Es wird dann wieder ein Ansatz gemacht
+$
+ V (r, theta) = R (r) A (theta) \
+ ==> (r^2 R'' + v R')1/R + lambda r^2 = - (A'') / (A).
+$
+
+$
+ 1/r partial _(r) (r partial _(r) (R (r) A (theta))) + 1 / r^2 partial _(theta) ^2 (R (r) A (theta)) + lambda R (r) A (theta) = ^(!) 0
+$
+
+Potenzreihenansatz als
+$
+ f (rho ) = sum a_(k) rho^(k).
+
+$
+Es wird gleichmaessige Konvergenz angennommen. Es folgt
+$
+ rho^2 f'' (rho) = rho^2 (sum a_(k) k rho ^(k - 1) )' = rho^2 sum a_(k) k (k - 1) rho ^(k - 2).
+$
+Nachdem die anderen Teile ausgerechnet wurden kann ein Koeffizientenvergleich gemacht werden.
diff --git a/S3/MaPhyIII/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-10-46-32.rnote b/S3/MaPhyIII/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-10-46-32.rnote
new file mode 100644
index 0000000..f4636ce
Binary files /dev/null and b/S3/MaPhyIII/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-10-46-32.rnote differ
diff --git a/S3/MaPhyIII/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-10-46-32.rnote.svg b/S3/MaPhyIII/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-10-46-32.rnote.svg
new file mode 100644
index 0000000..22930a4
--- /dev/null
+++ b/S3/MaPhyIII/VL/typst-assets/drawing-2025-11-07-10-46-32.rnote.svg
@@ -0,0 +1,4 @@
+
+
\ No newline at end of file
diff --git a/book.typ b/book.typ
index 486a95a..f67b58a 100644
--- a/book.typ
+++ b/book.typ
@@ -18,13 +18,17 @@
- #chapter("S3/ExPhyIII/index.typ")[ExPhy III]
- #chapter("S3/ExPhyIII/VL/ExIIIVL1.typ")[Wiederholung Wellen]
- #chapter("S3/ExPhyIII/VL/ExIIIVL2.typ")[ExIIIVL2]
+ - #chapter("S3/ExPhyIII/VL/ExIIIVL3.typ")[ExIIIVL3]
- #chapter("S3/KFT/index.typ")[Kft]
- #chapter("S3/KFT/VL/KftVL1.typ")[Wiederholung Grundbegriffe]
- #chapter("S3/KFT/VL/KftVL2.typ")[Einfuehrung Elektrostatik]
+ - #chapter("S3/KFT/VL/KftVL3.typ")[KftVL3]
- #chapter("S3/MaPhyIII/index.typ")[MaPhy III]
- #chapter("S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL1.typ")[Einleitung Fourier und PDE]
+ - #chapter("S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL2.typ")[MaPhIIIVL2]
+ - #chapter("S3/MaPhyIII/VL/MaPhIIIVL3.typ")[MaPhIIIVL3]
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- #chapter("S3/Fest/VL/FestVL1.typ")[Bindungstypen I]