AbstractIn unserer “trägheitsfreien” Dynamik (TREDER 1972) sind die effektiven trä,en Massen\documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ m_\alpha ^*$\end{document}der TeilchenKαhomogene Funktionen des “äußeren” NEWTONschen Gravitationspotentials\documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ f\sum\limits_\beta {'\frac{{m\beta }}{{\gamma _{\alpha \beta } }}}. $\end{document}Wir zeigen, daß aus dieser “Trägheitsinduktion” resultiert, daß die Summe\documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ \sum\limits_A^N {m_A^* } $\end{document}der effektiven trägen Massen\documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ m_A^* $\end{document}derNTeilchenKAeines Sterns immer größer ist als seine GesamtmasseM*\documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ \sum\limits_A^N {m_A^* } = M* + \frac{{2\beta }}{{c^2 }}f\sum\limits_{A,B}^N {'\frac{{m_A m_B }}{{r_{AB} }}} {\textstyle{{2\beta f} \over {c^2 }}}(\beta = {\textstyle{3 \over 2}}); $\end{document}hierbei istM*die dynamisch bestimmte träge Masse des Sterns. Als Folge hiervon sind die tatsächlichen Gravitations‐Beschleunigungen der TeilchenKAim Sterninnern immer kleiner als diejenigen, die sich NEWTONisch aus der gravischen Masse\documentclass{article}\pagestyle{empty}\begin{document}$ fM = f\sum {m_A } $\end{document}des Sterns berechnen würden. — Wir vergleichen diesen Effekt mit dem der “Selbstabsorption der Schwere”, wie er aus unserer Tetradenfeldtheorie der G