1、论相对论谭少雄相对性原理是近代物理学的基础，其根本原因是物质世界的相对稳定性。除此之外，我们对暗物质以及粒子的产生和湮灭了解的较少。相对性原理首先被成功应用于力学，在应用于电动力学方面出现了困难。爱因斯坦提出了两条与其狭义相对论相符的假设，开始突破了理论上的障碍。1、物理定律在所有惯性系中都是相同的，不存在一个特殊优越的惯性系。2、在所有的惯性系中，真空中光的速度大小都是相同的，光速 c是一个物理常数。随着科技的日益发展，人们越来越质疑爱因斯坦的光速不变的假设。科学界已经发现了超光速的中微子，对光速不变的理论到了重新审视的时候。也是我们应该考虑在应用惯性系变换时所带来的新挑战。论场速的可变性中
2、用光速的可变性对光传播的各种实验都作了详尽的解释，我们发现光速不变理论认为光速与幅射源的运动无关，却承认光速与传递媒质的运动有关，这其实是相互矛盾的。爱因斯坦承认光速受传递媒质运动的影响，但他的广义相对论在物质的相互作用中没有应用这一实验结果，也没有详细说明。可以这样认为：要么是其广义相对论不够严谨；要么是其对光速受媒质运动影响的解释过于牵强。因此，我们应从理论上建立一种新的方法来探讨光速可变的情形下的相对论理论。对于惯性系的相对性原理只需作一条假设：物理定律在所有惯性系中都是相同的，不存在一个特殊优越的惯性系,这一假设的理由是区域内的物质起源相同，当然它并不代表我们否认其它的可能性，或者说不
3、排除异度空间的可能性。我们可设静止的质点在真空中各个方向上发射的电磁波速率相同为 c，运动的质点真空中发射的电磁波速率为 u，以后我们讨论的场速为 时， 统一指静止的质点在真空中的场速。为了不使我们的讨论受到局限，我们不设定 u 是否等于 c。对于光在媒质中的速度变化，是因为光受到质点场的束缚造成的，可看成属于近似的惯性系的相对运动。 论光速的可变性中对此模型作了详尽的论述。关于物理事件之间的间隔，新的时空理论不仅把时间与长度的基本概念加以修正，而且把光速也看成可能变化的量，我们所求得的变化值只不过是其可能变化的最大值。在接下来的部份将讨论麦克斯韦方程组及电荷守恒定律的存立并不需要光速恒定。设
4、在惯性系 s 的时空中有两个很接近的物理事件，其时空坐标为（x、y、z、t）与 ,定义此两事件之间的间隔为 ，),(dtzydx ,dl以在惯性系 s 中静止的质点产生的速度为 c 的电磁波为测量信号的空间距离为：(1)222dtczdyxl在另一个相对于 s 惯性系作匀速直线运动的惯性系 中，空间距s离为：（2）222dtuzdyxl（3）这是新时空中的一个极其重要的不变量。在论相对性原理的质点力学与场速的可变性中我们已经论述了相对质量及相对动量的大小与场速的变化无关，接下来我们讨论麦克斯韦方程组在光速可能变化的情况下，同样成立。鉴于质点及场的相互作用的复杂性，我们因繁就简只讨论惯性系的相对
5、运动对麦克斯韦方程组中质点及场的作用的影响，我们设一惯性系中的场作用方向的速度为 ，其坐标系中的体积元和时间为固有c体积元和固有时；在另一惯性系中场的作用方向的速度为 ，讨论光u速存在可变情况下惯性系的相对运动对麦克斯韦方程组的影响。我们将电磁场的场源 组合在一起用以构成 ：与vjjiuj,其中 ， ， ， ， ， 。现在看看)(i )3,21xj1yj2zj3iu4在惯性系坐标变换下的性质，考虑到光速可变的情况，据我们所得j到的惯性系变换方程式，从而有： 是04 dticVtditdxyz四度空间不变量，其中 、 是固有体积元与固有时间，故可将电荷0dVt密度 、电流密度 写成 为：jiut
6、dqV00dtcitic04dtxVqcui(4)0txctvj我们设 是一个可能 变化的量，根据前面的假设，由于 的方向u j确定， 的值确定，同时，我们也设电荷有不 变性。电荷守恒定律为：0tjtdVqcudtxqcu /)()(00tt/)()(00（5）0/)()(00tdVqtxd电荷守恒定律在惯性系的相对性原理所讨论的范围内与场速的变化无关，与相对动量及相对质量一样，质点碰撞相互作用时，常数不改变它 们的性质。如果 的方向及大小不确定，微分方程不等于cuu零，它不是惯性系的相对性原理所讨论的范围，它涉及的是暗物质和宇宙的起源更深奥的问题。关于电磁场势方程的不变形式，可参考狭义相对论
7、的证明，有一点需要改变的是，我们设场速有变化的可能，真空磁导率及真空介电系数受相对运动影响。12u021c我们至少应该设 场速的变化规律满足相对性原理的条件，即场u速的方向确定时，其场速确定，这也是电磁场势方程必须满足的必要条件。要类似狭义相对论说明的是，我们可以令达朗贝尔算符为:20221ttc222ttu， ，光的传播速度为 ，为了更准确地对场速是否变化00c进行研究，必须探讨 及 是否变化。如果它 们有变化，坐标系变换时，不仅坐标值是变化的，而且真空磁导率及真空介电系数也随坐标系变换而改变，因此电磁场势方程同样满足相对性原理，我个人认为除电荷守恒定律外，电磁场势方程的相对性原理不变形式更
8、多的只是一个数学问题,其根本原因是下面我们所讨论的场通用量是不变量。因场速有变化的可能，我们不能应用狭义相对论的原时，必须重新设定一个不变的恒量场通用量（场通量或者光通量）。用它来代替原时，设 为场通用量：d（6）222dzyxtc（7）u如果我们引用狭义相对论的原时来表示，则有：（8）2222 duzdyxtcd（9） cu（10）2令 、 与爱因斯坦的狭义相对论方程中的 、 相当,那udt cdt么惯性系的相对性原理的方程与狭义相对论的方程的解相同。应该强调的是，场 通用量代表的是两个相对运动的惯性系中的场传播。人类已经在宇宙中发现了超光速的中微子，约 6 公里的漂移，对应的相对运动速度的
9、数量级 约为 6.4 。这种漂移应等同于包含cv310惯性系的相对论合成速度规律的斐索实验现象，是一种惯性系的相对运动产生的场速变化。我们设静态粒子激发的电磁波场速为 c，此假定应包括中微子的激发，激发后的中微子还会受到其它场的影响，实际的相对运动数量级应更大。有关引力场中的场方程，相较于广义相对论没修改的必要，我们同样设引力场传播与电磁场传播同源，由于小速度时场速的变化可以忽略，新的相对论理论与广义相对论的推导并无矛盾。我们现在讨论场速有可变的情形下，引力场作用下的方程。由于场速的可变性，场方程的解非常复杂，但我们可以尝试通过简化讨论的方向，对场方程做定性的了解。我们可讨论恒星对小行星的引力
10、场作用，由于恒星的质量远大于其小行星的质量，我们在描述引力场的作用时，必须准确地表述场通用量 。由于我们属于是理论上的 讨论，且质点的相互d作用比较复杂，场速 不等同于惯性系的相 对性原理变换，也不 设定u为本人其它论文中的假设，我们设 ，天体运行速度远小于场速，ncu因此 是一个并不排斥等于 1 的正系数。我 们同样在平空间中令 为n c1，而不是等于 ,我们将保持厘米做为长度的单位，取 分之103 1031 秒作为测量时间和原时间的单位，新单位中 ，由于引力 场质点1c的相对运动是非线性的，其场速如果有变化也不会象惯性系的场速一样变化，我们可设引力场速的平均值为 ，则 ，我们令und代替广
11、义相对论中的 ，只要我们选定正确的参考系，那么广 义dd相对论中的所有方程的解及所包括的希瓦兹希德场解和新的引力场方程的解相同。我们研究表示一个静止质点的解。我们假定，这个解具有球面对称性，并且变量都与 无关。如果我们引进变 量：4，2231r如果相对运动的质点的引力场传播在两个参考系均可描述，那么具有这些性质的最普遍的场通用量的线段元取下面的形式： ssdxrBdrA442)(2)(， （11）srsrsxDC)(。rx我们讨论是静止质点场方程的解，新单位中， 。此场方程nd的解与广义相对论中希瓦兹希德的解相同。关于引力场中的“近斥 远引” 现象的说明，以太阳系的行星 为例，我曾经用惯性系的
12、场通用量讨论过“近斥远 引” 的数量级，由于引力场的特殊性，以及我们是理论上的探讨，必须使用引力场方程。我们假定太阳系行星的运动全部发生在 的平面内，我们以极坐标来表示0场通用量的定义，有：（12）2222 )(ndrdet我们令引力场速不变的场通用量的定义为：（13）20202drdet用式（12）减式（13），测量在近日点附近对应点的“近斥远引” 可以得到引力场速的变化值。如果宇宙中确实存在“ 近斥远引” 现象，显然会导致出引力场的场速是可变的结论。近日点前天体运动速度较慢，即近日点前相应点，相同的时间间隔内，有 、 、 、 、 值相同，dter且为正值， ， ，用式（12）减式（13），
13、取正值，有 ；0 dr0 d 1n近日点后天体运动速度较快，近日点后相应点，相同的时间间隔内，有 、 、 、 、 值相同，且为正值， ， ，用式dter 0 dr0 d（12）减式（13），取正值，有 。因此可以得到相对而来的质点的1 no引力场传播速度会变快、远去的质点的引力场传播速度会变慢的结论。我们也可以只用式（12）讨论近日点前后两个对应点，同样可以得以上结论。我们研究恒星系行星的运动，可以深入了解质点的引力场作用特征。引力场 的相对性原理同样可以应用于电磁场作用的原子模型，只是麦克斯韦的电磁场方程没有必要使用，只需要使用惯性系的相对性原理，如果我们观察希瓦兹希德场中的引力场方程，我们
14、可以发现它们与惯性系中的相对性原理方程有所不同，惯性系的相对性原理讨论的是两相对运动的参考系中质点的相对坐标改变是时间的线性函数，而引力场的方程讨论的是两相对运动的参考系中质点的坐标的相对变化是非线性的方程。其实它们有一个共同点：方程式等号的两边描述的是两个参考系各自的场传播。有人觉得引力场的相互作用和电子场的相互作用没有共同点，这其实是一种误解。如果场速是可变的，基于以上同样的理由，宇宙探测器以椭圆轨道飞出太阳系时，其方向需不断调整就很容易理解。水星近日点的进动，前面我们讨论过，在场速可能变化的条件下，我们只需要用 代替广义相对论讨论中的 ，方程的形式不 变，我ndd们研究一个小物体在一个很
15、大的物体所产生的希瓦兹希德场中的运动。由下面的坐标变换：，321r， (14) ac2 )tn(2，r3)/t(。4引进极坐标是非常有利的。利用极坐标，度规张量变成下面的形式：，rmg214，2rg。3cos其他的分量都为零。前面讨论过在希瓦兹希德场中，质点的原时必须用场通用量代替，因此 质点的运 动方程改为下面的形式：d. (16)0)()(2 ndn (15)现在我们计算克里斯托菲符号 。为了简便起见，如果我们引进式子：(17)rkme21那么，不为零的克里斯托菲符号是：， 214, , ,e21re, 2cos3, ，r12sinco32, 。3ta2如果我们假定全部运动发生在 的平面内
16、，以简化我们的力学问题，0那么，我们将得到下面的微分方程作为运动方程：,0)()(2ndrtndt, (19)1)(21)( 222 retendr。0)()(2ndrnd由场通用量微分的定义，可以得到这些方程的一个积分为：（20）1)()()( 222 ndrendte（19）式的第一个方程有积分： (18)(21)kndte（19）式的最后一个方程也有一个积分：(22)hr2这即是角动量积分。 （21）式的积分相当于能量积分。 （20），（21）和（22）三个方程，代替了（19）式的三个二阶微分方程。最后，利用（21）式，我们可以消去坐标时间 ，于是得到两个方程：t， 2222 )(1)(
17、)( ndkmrrkndr。 （ （23）h式中的 已用它的原值 代替。 这些方程与描述牛 顿场中物体运erk1动的经典方程不同的地方，是（23）中第一方程的最后一项在非相对论方程中是没有的，并且全部导数是对场通用量所代表的相对原时取的，不是对坐标时间取的。能量和角动量的经典积分是：，mErkr22。 （24）I2式中 是运 动物体的质 量。方程（23）式不能以闭合的形式解出，但是我们可以求出它们的近似解，使第一级近似解相当于物体运动的经典路程；而第二级近似显示出相对论方程（23）的解与经典方程（24）的解的偏离。我们用 乘（23）式的第一个方程，然后从第二个方程来替代2)(dn这个因子。于是
18、我们得到下面这个微分方程，以下的计算过程与广义相对论相同：（25）kmrrhkdr 22)1()( 342 在这个方程中引入函数 ，可得到以下的方程。需要说明的是为了u1对照广义相对论，没有改变函数所使用的符号，以下的符号 不再代u表场速。（26）32221)( kmuhkdu将这个方程对 微分，我们得到一个二阶微分方程：（27）)31(222uhkmud圆括号内的第二项 ，标志着相对论方程与相应的经典方程的区2别。按照（22）式， 这一项的意义为：（28）22)(3ndruh换句话说，它近似地与垂直于矢径的速度分量的平方成正比，因为我们采用了时间的“相对论单 位” ，这时，光的速度等于 1，
19、例如，行星的速度是一个比 1 小得很多的数值。因此， （27）式中具有相对论特征的项具有高级改正的性质。方程（29）202hkmud的解是：（30）)cos(120ehku式中 和 是积分常数，需要说明的是此式中以及下面的公式中的e皆是椭圆的偏心率，而 值决定近日点的位置。方程（27）的解和椭圆相近似，这些解也是周期性的。由于方程（26），每一个 的值相应于两个 的值，它们只相差一个符号。如果udu（26）式的右边，对于 的正值有两个零值，而在两个零之 间都取正值，那么，解是周期性的。这解将在两个零之间摆动。近似解（30）的周期等于 ；也就是说，路程是闭合的。但是， （27）式的严密解的周期和
20、2相差一个小数量。让我们把方程：（31）)1(2uau的周期解展开成傅里叶级数：。 （32）2coss10如果 是一个小恒量，那么， 的近似解是：u（33）)cs(0eau因此，我们假定， 近似地等于 ，而 和其后的各系数，至少是 的0a2 数量级。换句话说，我们将用级数：（34）vaeucoscos20代替（32）式。把这个式子代入（31）式，略去与 的二次以及更高次幂相乘的各项。我们得到 的方程：u；coscos2vaeu对于 ，得到方程：2coss1 2eau2coscs212 eea（31）式成为：vvaecos)1(cos120 （31a）)2s(2 ee比较两边的常数项，有 的项以
21、及有 的各项的系数，我们coscos得到方程：，)21(3ea， 。2332ea唯一重要的方程是决定 的第二个方程，我们发现， 近似地等于 1，(36)221a以（27）式给出的值代替 和 ，我 们得到 为：(37)23hmk因此，两相邻的近日点之间的角度是：(38)2231hmkhk 行星每公转一周，它的近日点进动 弧度，这个进动可以在26hk水星的运动上观察到。它的数值达到每百年 43。这一计算结果与广义相对论相同。如果场速可变，由于我们所设的场速为平均值，计算 (35)结果与实际的观测结果会有偏差。光线在希瓦兹希德场中的偏折。光线沿着最短程零线传播，这些零线不再是变分原理的解，因为在零线
22、的情况下， 被积函数的 变分，不是变分 和 的线性函数。但是，有一些零线klgkk具有切向矢量，它们在切向矢量方向的协变导数等于零。这一性质是异于零的最短程线的特征，可以用来作为零最短程线和异于零的最短程线的定义性质。在平度规和参考系变换中，零最短程线是“ 直”零线，也就是说， , 和 是 的线性函数。134在零线的情况下，切向矢量是一个零矢量，它的数值不能归一化。因此，我们 必须用参量 代替我们以往所用的参量 ， 在某种程度ds ds上是未定的，借用惯性系的坐标变换规律，空间坐标的变换与场速是否变化无关，于是最短程零线的微分方程取下面的形式：， （39）02dsds 0dsg如果度规是希瓦兹
23、希德场的度规，这些方程就取（19）式的形式，只是场通用量必须处处用 代替。在（20）， （21）和（22）式所给的第一次s积分中， （20）式必须修正，因为它的右边现在等于零，而不是等于 1。于是三个积分为：0)()()(222dsredst， ， （40）kte。hdsr2如果我们利用和前面相同的方法，把三个方程合并成一个方程，我们又得到 与 的关系式：r（41）)21()(42rkmhkd以下的讨论与广义相对论相同，光线经过大质量附近的偏折约为：（42）Rkm4以上引力场的实验现象说明，如果场速有变化，则与时间相关的量与场速的变化有关（“ 近斥远引” 现象），与 时间无关的量与场速的变化无
24、关。当然，并不排斥我们有关相对性原理的假设，物理定律在所有惯性系中都是相同的，不存在一个特殊优越的惯性系，即没有相对运动时，场 速没有变化。这体现在下面的实验现象中。光谱线的引力移动:周围引力场的不均匀性对自由原子内部的力的影响是不显著的。如果这种自由原子从一个量子状态跃迁到另一量子状态，那么，发射出来的光子的频率，用原子的原时单位来表示，也将不依赖于周围的引力场。现在我们研究构成灼热恒星外层（气态层）的原子。发射正常光谱线的原子，在发射时间内必然是自由下落的，它们对于恒星的速度分布是混乱的。发射的平均频率，相当于对恒星暂为静止的原子的发射频率。恒星引力场用这样一种坐标系来描述，在这种坐标系中
25、坐标时间单位和原时间单位不相等。原子振荡过程的本征频率，等于每单位原时内的拍数，； （43）dNv0坐标频率等于每单位坐标时间内的拍数，（44）4dv两者的关系由下面的方程连系着：(45)44dN由场通用量方程得：（46）2242 )()(ndgsrs如果我们引进一个坐标系，恒星在其中是静止的，并且外层原子的平均速度等于零，据我们所讨论的相对论假定，物理定律在所有惯性系中都是相同的，不存在一个特殊优越的惯性系。即没有相对运动时，场速没有变化。系数 为 1，有：n（47）24)(dg（45）式为：（48）0444 vgdNdNv坐标频率 是这样一个频率，其观察者相对于恒星是静止的，而且离恒星很远
26、，因而在他的位置上 等于 1.因为光从恒星表面传到4g达这样的观察者所需的坐标时间是一常数（这是因为希瓦兹希德场的静态性质），他所接收到的周期性的讯号的坐标频率，和从恒星表面发射出来时相同。如果恒星的半径是 ，质量为 ，那么在恒星表面， 的数值等Rm4g于 ，于是（48）式 变为：)21(Rkm（49）00)1(vRkmv因此光谱线的“引力位移 ”为：(50)0vk在太阳的情况下，光谱线的频率的这种移动勉强能够观察到，看来是和（48）式符合的。而在最重的恒星 天狼星的伴星的情况下，红端移动约比太阳上的大 30 倍。在这种场合中，理论和观测的符合，是令人满意的。总的来说，我们通过以上的论证可以得
27、出结论，场速是否变化并不会颠覆物理领域的重要理论，现代领域的探知越来越认识到场速的可变性存在，而且有斐索实验及光在媒质中的速度变化等实验现象佐证场速的可变性。因此，我们不能因爱因斯坦的相对论能很好地说明物理领域的绝大多数实验而否认场速的可变性。对于相对性原理的应用，特别是质点的场作用，我们不能仅对时间和空间坐标进行修正，在没有经过精确测量质点场传播速度的情况下，光在媒质中传播速度的变化，使得我们必需考虑场传播速度变化可能。对场 速变化的探究，难点在于质点场传播速度的变化不可能为惯性系的相对运动产生的变化，必须考虑实际的质点的相互作用，以及场与场之间的相互作用，才能更准确地了解场速是否变化以及可能的变化规律。目前我们对光（电磁场）在媒质场中的传播有较为深入的研究，并且对光速的变化有较为直观的了解。我们应该对场速更深入的进行研究。 综上所述：相对性原理只需要同源物质的相对稳定性，而不需要光速恒定。参考文献：相对论引论P、G、柏格曼著，周奇 郝苹译。论光速的可变性本文作者， 科技创新与应用期刊。论场速的可变性本文作者，百度文库等网站。
