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按标准模型，哈勃红移是由于宇宙本身的膨胀而不是与物质的相互作用造成，因此每一个光子都会按相同的比例发生哈勃红移。
而按陈氏静态宇宙模型，途中红移是因光子与引力场交换能量引起能量损失而引致，按量子作用的概率本性，这是一个概率过程，单个光子的能量期望值按哈勃定律下降，但是能量分布的方差则随距离（作用次数）增加而增大。 也就是说，如果100亿光年外的智慧生命（假设有这样的生命）发出一个单一频率的激光，被地球人收到时，按标准模型，虽然发生了巨大的哈勃红移，但仍是单一频率的激光；而按陈氏宇宙模型，则将不是单一频率的激光。 当然，我们不可能做这样的激光试验。但是，就没有天然的现象可以利用么？有！这就是最普通的恒星光谱。我们知道，恒星光谱中有原子光谱线。按标准模型，哈勃红移只是导致严格的比例缩放，原子光谱线的相对宽度和相对强度不变；而按陈氏模型，原子光谱线的相对宽度增加，相对强度下降，谱线图变得模糊。但是，现有的大量天文观测没有发现这样的现象。 因此陈氏理论是错误的。 |
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您的强力证据是无的放矢!途中引力红移公式的红移率(相对频移)只取决于引力势，与频率的大小无关，不存在色散。光经过路径的引力 您的强力证据是无的放矢!途中引力红移公式的红移率(相对频移)只取决于引力势，与频率的大小无关，不存在色散。光经过路径的引力场是确定的，单一频率的光途中红移后仍是单一频率；而且同一路径的各色光有相同的红移率，从而热辐射的光波途中引力红移成微波后仍基本上能保持为黑体辐射谱。 |
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陈氏途中引力红移是从广义相对论严格求解出的，再由途中红移推论出局域化宇宙模型。正和从宇宙模型反推出途中红移,颠倒了逻辑关 陈氏途中引力红移是从广义相对论严格求解出的，再由途中红移推论出局域化宇宙模型。正和从宇宙模型反推出途中红移,颠倒了逻辑关系。 |
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正和应发挥数学专长,找出陈老師从广义相对论得出途中引力红移公式的推导错误，才能否定陈氏理论。现帖出数学推导供您批评。 正和应发挥数学专长,找出陈老師从广义相对论得出途中引力红移公式的推导错误，才能否定陈氏理论。现帖出数学推导供您批评。 4. 3 广义相对论导出途中引力红移 我们不可能将现在接收到的光直接地与它过去发出时的状态相比较。为得到红移观察值，只有比较远处来的光波波长与实验室中静止原子就地发射的光波波长。正如4.1中指出过的，单一坐标系中不可能观测到偏折、时延和红移等引力效应。观测引力红移正是比较有引力的L.S.中的波长（频率）与无引力的I.S.中的波长（频率）。我们可以沿光波来的路径作一个局部惯性坐标系（I.S.），因为在I.S.中取消了引力，实验室中静止原子发射的光波频率沿着I.S.传播将保持不变。红移观察值就是实验室坐标系（L.S.）中频率 υ L与局部惯性坐标系中（I.S.）频率 υ I的差值。根据广义相对论计算引力红移，也应比较有引力的L.S.中的量与无引力的I.S.中的量，下面就来进行计算。 度规的一般表示为： ds2＝－gμυdχμdχυ 对L.S. (22) ds2＝－ηαβdξαdξβ 对I.S (23) gμυ 是有引力时的度规张量，μ，ν＝0，1，2，3 ；, ηαβ 是无引力时的度规张量，α，β＝ 0，1，2，3 。当上标符号与下标符号重合时则表示对所有可能指标相加求和。 根据周期T的定义，它是相继波峰到达空间确定点的时间间隔（T≡△t p-p ），在任意一个确定的点有：dχ1=dχ2=dχ3=0, dξ1=dξ2=dξ3=0，时-空中四维间隔平方（22）和（23）式变成： ds 2＝－g00（ dχ0）2＝－η00（ dξ0）2 dχ0/ dξ0＝c（d t）L∕c（d t）I ＝（-η00 / - g 00）1/2 TL∕TI≡∫（d t）L /∫（d t）I ＝（-η00 / - g 00）1/2 υL ∕υI ＝（ -g00 ∕ -η00 ）1/2 （24） 根据波长 λ 的定义，它是在一个坐标系中某时刻测得的相邻波峰的空间距离，λ≡（△r）pp ，对任一某时刻有：dχ0≡c d t ＝0， dξ0≡c d t ＝0，时-空中四维间隔平方ds2的表示式（22）和（23）变成三维空间间隔平方d s 32 ，令i , j=1，2，3，有： ds 2＝－gi jdχidχj＝d s32 , ds2＝－ηi j dξi dξj＝d s32 当L.S.中的引力场是稳定的，g i 0＝g j 0＝ 0，这时指定两点间的空间距离d r 是恒定不变的，直接用尺（gi j）测量就行，使得稳定引力场中的空间距离d r就等于三维空间间隔d s3 ： d r＝d s3＝（－g i j dχi dχj）1/2 对L.S. (25) 无引力的I.S中恒有ηi 0＝ηj 0＝ 0，其空间微分距离dl恒等于三维空间间隔d s3，有： dl＝d s3＝（－ηi j dξi dξj）1/2 对I.S (26) 由式(25)和式(26)可求出:稳定引力场中波长 λL＝△r＝∫dr跟无引力时的波长λI＝△l＝∫dl之比为 λL∕λI＝（－g i j dχi dχj）1/2∕（－ηi j dξi dξj）1/2 (27) 当L.S.中的引力场不稳定，则两点间的空间距离d r是变化的，测量d r除了要用尺（gi j）之外还要用到由光信号定义的同时性，因此还需要用到钟（g00）。定义同时性的光波满足ds2＝0，从（22）式分离出时间分量dχ0≡cdt，由g0j dχj ＝g0i dχi和度规的对称性gi 0＝ g0i ，可得光的传播方程为： －ds2＝g0 0（dχ0）2＋（gi 0dχi +g0j dχj）dχ0＋gi jdχidχj ＝g0 0（ dχ0）2＋2（gi 0dχi ）dχ0＋gi jdχidχj＝0 ， 所以 dχ0＝g0 0-1｛－gi 0dχi ±［（gi 0 dχi）2－gi jg0 0dχidχj］1/2｝ 由（gi 0 dχi）2＝（gi 0 dχi）（gj 0 dχj）＝gi 0 gj 0 dχi dχj ，可得： dχ0＝g0 0-1｛－gi 0dχi ±［（gi 0gj 0－gi jg0 0）dχidχj］1/2 (28) 同时性的条件下dχ0＝0，使光的传播方程（28）式变成： ±g0 0- ½gi 0dχi＝ ［－（gi j－gi 0gj 0∕ g0 0）dχi dχj］1/2 (29) 由此可见：同一时刻（dχ0＝0）两奌间的距离d r不仅与gi j有关，还直接与g0 0，gi 0，gj 0有关，因此，L.S.中的引力场不稳定的一般情怳下 ， 由光信号定义的同时性决定的空间微分距离d r为： d r＝［－（gi j－gi 0gj 0∕ g0 0）dχi dχj］1/2， (30) 对于一个质量为M的静止质点产生的引力场，有广义相对 论惟一的严格解Schwarzschild度规： ds 2＝（1－2GM/c2r）c2dt2 －（1－2GM/c2r）-1 dr 2 －r 2dθ2 ― r 2sin2θdφ2 (31) 将它转变到笛卡尔坐标系并忽略掉（U/c2）2项，这里U=GM/r是牛顿引力势，r是离质奌M的距离，则L.S.中的度规变成： ds2＝（1－2U/c2）c2dt 2 －（1＋2U/c2）（dx2＋dy2＋dz2） (32) 或在式（22）中：g 00 ＝－（1－2U/c2）， g11＝ g22＝g33＝（1＋2U/c2），gμυ=0 当 μ≠υ。 让I.S.相对于质点M静止，则： ds 2＝c2dt 2 －（dx2+dy2+dz2） 或在式（23）中：η00＝－1，η11＝η22＝η33＝1，ηχβ＝0 当α≠ β 。 再根据式（24）和式（27）有 ： TL /TI＝1＋U/c2，υL /υI＝1－U/c2，λL /λI＝1＋U/c2 或 βυ≡（υL－υI）/υI ＝－U∕c2 （33） βλ≡－（λL－λI）/λI ＝－U∕c2 (34) βυ 是减小频率的相对红移率；βλ 是增大波长的相对红移率。 因为 υI是不变的，由（33）式 υL将随离质点M的距离r而变化。从M作一条到光束s的垂线，长度为D，令θ是垂线D与M到光子的连线r之间的夹角，则r cosθ＝D (见图4) ，故有U（r）＝ GM/r ＝ GM cosθ/ D ＝U（θ），又由式（33）有： υ L（θ）－υ I（θ）＝－υ I（θ）U（θ）/ c2 从θ到θ+dθ之间的引力势U（θ）对引力红移的贡献δυ为：δυ＝［υL（θ）－υI（θ）］dθ ＝－U（θ）υI（θ）dθ∕c2 ＝－GMυI（θ）cosθdθ/ c2D 注意，在这里不是比较同一坐标系中的υL（θ）与υL（θ+dθ），因为经由这样的比较不能给出可供观察的值。我们比较的是L.S.中的 υ L与I.S.中的 υ I ，因为只有 υ L与 υ I的差值能够被直接地测量。这正如在Hafele等【2】的实验中比较的是铯原子钟在飞机上的周期T飞 与在地面上的周期T地 之差，而不是比较飞行铯原子钟在前后瞬时的周期T飞（t1）与T飞（t1+dt）之差。 从点2（r =－∞，θ＝－π/2）到点1（r =∞，θ＝＋π/2）的全部路径中的引力红移是： △υ＝∫－∞∞ δυ＝∫－π/2π/2［υ L（θ）－υ I（θ）］dθ ＝［υ L（π/2）－υ I（π/2）］ －［υ L（－π/2）－υ I（－π/2）］ ＝［υ L（1）－υ I（1）］－［υ L（2）－υ I（2）］ ＝［υ L（1）－υ I（1）］－［υ L（2）－υ I（1）］ ＝∫－π/2π/2 – U (θ)υ I（θ）dθ/ c2 ＝∫－π/2π/2 – GMυ I（θ）cosθdθ/ c2D ＝－υI（π/2）2GM/ c2D ＝－υI 2GM/ c2D (35) 因为I.S.中频率不变υ I（θ）＝υ I ＝ υ I（－π/2）＝υ I（π/2）＝ υ I（1）＝υ I（2）。 式（35）中的［υ L（2）－υ I（1）］正是爱因斯坦预言的频率差，是由于发射奌2与接收奌1的引力势U2与U1的不同而影响原子跃迁所导致的，用 βE 表示爱因斯坦预言的红移率有： βE ≡［υ L（2）－υ I（1）］∕υ I（2） ＝－（U2－U1）／c2 （36） 若在点1接收到的光是在零引力势的点2的静止原子发射的，则U（－π/2）＝U2＝U1＝0 ，υ L（－π/2）－υ I（－π/2）＝υ L（2）－υ I（2）＝0，由（35）式有： Θυ ≡〔υ L（1）－υ I（1） 〕∕υ I（1） ＝∫－π/2π/2－U(θ)dθ/ c2＝－2GM∕c2D (37) Θυ是全路径的引力势产生的总的频率减小的红移率。这个途中引力红移是由于：①光波是电磁场实实在在的振动的传播，当光离开点2（E=E0，场振荡频率f 0）进入到引力场U（θ）中，光的频率会随着度规的变化而减小△f，这个变化立即被电磁场自身振荡频率的变化“记录”下来。②在从点2（θ=－π/2）到点1（θ=π/2）的全部路径中，υ L（θ）处处都小于 υ I（θ），从而对观察值（υ L－υ I）的贡献处处为负值，使得总的途中红移率不可能为零。换句话说，相对在无引力场的途中传播而言，在有引力的途中光子的能量处处都减小，使得观察到的总的能量差不等于零。 根据 υ L（1） /υ L（2）＝(g00（1）/g00（2）) 1/2 ，由所设的条件U2 ＝U1＝0可得 υ L（1）＝υ L（2）。这看起来与途中引力红移（37）式相“矛盾”。其原因是在同一坐标系（L.S.）中不同地点1与2的频率 υ L（1）与 υ L（2）是不能够用实验方法进行比较的。3.1节中指出过：一个坐标系中描述的红移、偏折和时延等引力效应是不可观测的，从而也是没有物理意义的。正如同为了比较时-空中不同地点的同时性我们必须假定光速保恒一样，为了比较时-空中不同地点的频率，我们必须假定光波（或别的频率计）的频率在引力场中从一处迁移到另一处是不变化的，即必须假定有一个不受引力场影响的钟。若是钟的速率在迁移中会变化（引力场中的确如此），则时-空中不同地点相等的物理量 υ L（1）＝υ L（2）， 将有不相等的实验观察值 υ L（1）≠υ L（2），这正好符合于 υ L（1）≠υ I（1）, 所以“矛盾”消除了。 类似地，由式（34）可得当光从质量M附近通过时全路径总的波长变化率为： Θλ≡－〔λ L (1)－λ I (1)〕∕λ I（1） ＝∫－π/2π/2 －U (θ)dθ/ c2＝－2GM∕c2D (38) 全路径总的红移率为频率减小的红移率Θυ与波长增大的红移率Θλ之和： Θ＝Θυ ＋ Θλ ＝∫－π/2π/2－2U (θ )dθ/ c2 ＝－4GM∕c2D (39) 由(37)、(38)、(39)式与(18)、(19)、(20)式比较可以看出，由广义相对论导出的途中引力红移与由量子场论导出的完全一致。 一般情况下，除途中引力红移率Θ之外，还包括因发射点2与接收点1的引力势U2与U1不同而由爱因斯坦预言的红移率 βE ，总的引力红移率 βG是： βG ＝βE＋Θ ＝－（U2－U1）／c2＋∫－π/2π/2－2U (θ)dθ/ c2 ＝－（U2－U1）／c2 － 4GM∕c2D (40) 在引力场中频率减小的红移（33）、（37）和波长增大的红移(34)、（38）是同时发生的，使得： c L＝υL λL ＝〔〔1－(U/ c2)〕υI〔1＋(U/ c2）〕〕λI ＝υI λI＝ c I （41） 现在从式（41）可以明显地看出：虽然光进入引力场时，频率 υ和波长 λ都会发生变化，但两者之积 υλ 却是有引力场时跟无引力场时都是一样的，即是说，红移过程中光速恒定不变。注意，推导出式（41）忽略了二级小量（U / c2）2 ，这是因为式（33）、（37）、（34）、（38）中也忽略了二级小量（U / c2）2 ，由Schwarzschild度规（31）式直接进行计算，可得到c L 是严格等于c I 的。有此结果是很自然的，因为广义相对论是以狭义相对论为基础的，由广义相对论推论的结果，若无计算错误就不可能违反光速保恒原理。 综上所述，途中引力红移不难由广义相对论度规直接推导出来。按照度规的本来含义，钟慢与尺缩是相对于Minkovski空间的钟与尺而言的，由度规效应导致的传播途中的引力红移，应该是实际光波频率与局部惯性系中的参照光波频率之差。即是说，红移是比较不同坐标系中光波频率的变分问题： δυ（θ）＝（υ L(θ)－υ I ）dθ＝υ I β υ(θ)dθ 整个路径中产生的两光束频率之差为： υL-υI＝∫－π/2π/2 δυ（θ）＝υ I ∫－π/2π/2 βυ(θ)dθ ＝－υ I 2 GM∕c2 D 全路径频率减小的红移率为: Θυ≡(υL-υI)∕υI ＝－2 G M∕c2D ￣ 同样方式可得全路径波长增长的谱线红移率为: Θλ≡－(λ L-λ I )∕λ I ＝－2GM∕c2 D 整个路径中总的途中引力红移率为: Θ＝Θυ＋Θλ＝－4GM∕c2 D 注意，不能将变分 δ υ 与单一坐标系中的微分 d υ 混为一谈。△υ=∫dυ＝υR-υE 是个无观察意义的量，△υ=0并不表明途中引力红移不存在。 包括因发射点引力势U2与接收点的引力势U1不同由爱因斯坦预言的红移率 βE ，则总的引力红移率 βG是： βG ＝βE＋Θ＝－（U2－U1）／c2 － 4GM∕c2D |
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呵呵~如果宇宙学红移是因为光源与观察者处在不同的引力势位而引起的，那么，这就是标准的引力红移，而不是什么“途中引力红移”，标准的引力红移是不能解释宇宙学红移的，因为那意味着遥远星系与地球所在的银河系的引力势位差别极大，这违背宇宙学原理：宇宙没有中心。而且，如果所有方向来到地球的星光都是红移，则意味着地球处于引力势的高位，这与引力场的数学性质——均匀球壳内的引力势位与球壳上相等——相违背。
我记得陈氏的“途中引力红移”只与距离有关，即使光源与观察者所处的引力势位相同，只要相距非常远，就会发生“途中引力红移”。将引力势位差别引起的标准引力红移另取名为陈氏“途中引力红移”，也未免太搞笑了。因此，姗姗显然没有理解乃师的静态宇宙模型和为了在静态宇宙模型中解释哈勃红移而引入的途中引力红移说。 |
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数学不是这样玩的 陈氏的“途中引力红移”的量子场论解释存在着根帖中所说的谱线模糊化问题。现在陈氏企图从GR中导出同样的途中引力红移，如果真能导出，那确实了不起。可惜，陈氏的数学处理显得不高明。尤其是对于史瓦西度规的那一段处理，令人惊讶。将球坐标化为笛卡尔坐标并做近似处理，在这种类型的问题中是不允许的。 正确的做法应直接在史瓦西度规中做严格计算。先计算光子从r=∞处径向传递到r=R处的红移，再计算从光子从r=R处径向传播到r=∞处的红移。这里涉及的两条光子世界线方程都有精确解，解的结果表明光子经过这一来回运动回到出发点时频率不变，无红移。 陈氏的计算认为光子从（r=∞，θ=-π/2）到（r=∞，θ=+π/2）的全部路径中会有净的“途中引力红移”，那么，途中红移只能发生在光子从（r=R，θ=-π/2）到（r=R，θ=+π/2）这部分运动中产生。现在令R为3/2倍史瓦西半径，则光子可以在这个半径上做匀速圆周运动，且不会产生红移。因此，陈氏的计算不可能成立。 上述光子世界线都可精确解，我早就做过，现在留给陈氏子弟做习题吧。 |
| 谢谢正和的批评，确切一些地说是：途中引力红移率只取决于光在途中遇到的星球引力势。 |
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宇宙是膨胀还是在缩小这个命题本身就是错误的。 1、什么是宇宙？ 2、迄今为止人类可以观测距离地球最远的距离是多少？ 3、迄今为止，人类的最新观测技术可以观测到多少光年远的星系传来的信息？ 能回答出以上问题就可以看出人类与宇宙相比是如何的渺小，如果说我的把我们可以观测到的宇宙的一小小部分称为宇宙话，那才能有宇宙的年龄和大小，否则的话，尽是痴人说梦。 ※※※※※※ 逆子 |
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途中遇到的星球愈多则途中引力红移愈大，统计地说，经过的路径愈长则遇到的星球愈多使途中红移愈大，这正是哈勃定律。 途中遇到的星球愈多则途中引力红移愈大，统计地说，经过的路径愈长则遇到的星球愈多使途中红移愈大，这正是哈勃定律。 |
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途中引力红移推导完全按照爱因斯坦推导光在途中掠过星球的偏折率算法，因为偏折与频移分别是动量-能量矢量的分量变化。计量同一 途中引力红移推导完全按照爱因斯坦推导光在途中掠过星球的偏折率算法，因为偏折与频移分别是动量-能量矢量的分量变化。计量同一个物理的各分量当然要是用同一个史瓦西度规。光掠过恒星並不是沿径向，而且空间並不是只有一个孤立的球，使得严格的球坐标的史瓦西度规並不真实存在，爱因斯坦算引力偏折用笛卡尔坐标的史瓦西度规是合理的，陈老師算引力红移也用笛卡尔坐标的史瓦西度规同样合理。 |
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正和用途中没任何其他物体的孤立球的史瓦西度规来求解，当然无途中引力红移。正和的帮忙使我们对途中引力红移说得更清楚了。 正和用途中没任何其他物体的孤立球的史瓦西度规来求解，当然无途中引力红移。正和的帮忙使我们对途中引力红移说得更清楚了。 |
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正和猜测的谱线模糊化问题根本不存在。“途中引力红移”的量子场论解释得出的红移率公式与从GR得出的公式完全一样，究竟是定量计 正和猜测的谱线模糊化问题根本不存在。“途中引力红移”的量子场论解释得出的红移率公式与从GR得出的公式完全一样，究竟是定量计算的可靠还是定性猜测的可靠呢? 正和一贯强调严格的数学计算的重要性，这与我们的看法一致。但是到了“途中引力红移”问题正和为何一反常态，不再重视数学计算而要“按量子作用的概率本性”进行定性的似是而非的猜测呢? 若是量子作用的概率本性就必然谱线模糊的话，我们就观测不到任何清晰的谱线了，因为任何谱线都是量子跃迁的概率辐射呀! 一个疑团仍然存在，总觉得此正和不是彼正和，因为现在的正和比一两年前的正和水平低了很多，人只有进步，怎会学术上倒退?除非是外伤或大病损坏了脑子! 正和还记得您在04年发的帖吗？当时您对“途中引力红移”问题有较清楚的了解。 |
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姗姗很不讲理哦 途中引力红移推导完全按照爱因斯坦推导光在途中掠过星球的偏折率算法，因为偏折与频移分别是动量-能量矢量的分量变化。计量同一个物理的各分量当然要是用同一个史瓦西度规。光掠过恒星並不是沿径向，而且空间並不是只有一个孤立的球，使得严格的球坐标的史瓦西度规並不真实存在，爱因斯坦算引力偏折用笛卡尔坐标的史瓦西度规是合理的，陈老師算引力红移也用笛卡尔坐标的史瓦西度规同样合理。 ///正和：陈氏是在作近似处理后才得到史瓦西度规下的途中引力红移的，在途中引力红移是否存在的定性判断上，不应当用近似计算，尤其是在可以精确处理的情况下。爱因斯坦用等效原理已经可靠地得到光线弯曲的定性判断了（只不过在不考虑空间弯曲效应时偏折量只有一半），所以弯曲值完全是一个数值计算问题，可以近似计算。而且，爱氏计算星光偏折时，度规的精确解一个也没得到。史瓦西度规是第一个精确解，是在爱氏做历史性的星光偏折计算之后才得到的。在得到史瓦西度规后，星光偏折的计算就不需要近似处理了。星光世界线的精确微分方程可以由变分原理得出，由微分方程本身的一些非数值分析就可以断定星光必定弯曲，然后才在必要时做微分方程的数值解。 |
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定性判断不等于猜测 正和猜测的谱线模糊化问题根本不存在。“途中引力红移”的量子场论解释得出的红移率公式与从GR得出的公式完全一样，究竟是定量计算的可靠还是定性猜测的可靠呢? 正和一贯强调严格的数学计算的重要性，这与我们的看法一致。但是到了“途中引力红移”问题正和为何一反常态，不再重视数学计算而要“按量子作用的概率本性”进行定性的似是而非的猜测呢? 若是量子作用的概率本性就必然谱线模糊的话，我们就观测不到任何清晰的谱线了，因为任何谱线都是量子跃迁的概率辐射呀! ///正和：我的定性不是猜测！即使量子场论得到的途中红移公式与GR得到的一致（但前面已经证明，对史瓦西度规得不到途中红移），我也可以从结果中做出严格的定性分析：光子不可能在途中只发生一次量子相互作用就将能量降低到最后的观测水平。否则在作用前或作用后立即观测就不满足哈勃公式。光子也不可能事先知道在什么距离上观测，因此必须靠多次相互作用逐渐降低能量。这时，每次作用的概率性就最多只能使光子能量的概率期望值按哈勃定律下降，但方差与作用次数正相关。 一个疑团仍然存在，总觉得此正和不是彼正和，因为现在的正和比一两年前的正和水平低了很多，人只有进步，怎会学术上倒退?除非是外伤或大病损坏了脑子! 正和还记得您在04年发的帖吗？当时您对“途中引力红移”问题有较清楚的了解。 ///你前面表现出来的逻辑水平还不够格做这样的判断吧：）
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正和才是不讲理而且不顾事实，史瓦西度规是孤立球的解，只一个孤立球当然无途中引力红移。难道空间中只一个孤立球? 正和对所解问 正和才是不讲理而且不顾事实，史瓦西度规是孤立球的解，只一个孤立球当然无途中引力红移。难道空间中只一个孤立球? 正和对所解问题的前提条件都不顾，把宇宙看成只存在一个孤立球来处理问题，简直是糊塗到不可思议，讨论愈多我愈相信此正和不是一个冒名顶替者就是脑子损坏了。 |
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哈勃定律是途中引力红移的结果，您颠到因果关系把它当成红移必遵的前提条件。由观测数据绘出的哈勃曲线是一条弥散的宽带，充分证 哈勃定律是途中引力红移的结果，您颠到因果关系把它当成红移必遵的前提条件。由观测数据绘出的哈勃曲线是一条弥散的宽带，充分证实了哈勃红移是途中引力红移的结果。若是宇宙膨胀红移则哈勃曲线应是一根没有弥散的细线。观测的哈勃曲线是弥散的，这是因为组成哈勃曲线的点是不同望远镜在不同时刻观测的，即使是来自相同距离的星光，但途中遇到的恒星的引力场可以不同，使得同一距离可有不同的红移率，导致了哈勃曲线的弥散性。 |
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望远镜接收到的任一谱线是清晰的，是因为同时到达望远镜的是空间中极细小的光束，必经过同样的恒星引力场而有同一途中红移率 望远镜接收到的任一谱线是清晰的，是因为同时到达望远镜的是空间中极细小的光束，必经过同样的恒星引力场而有同一途中红移率。 |
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张操老师的光波频率与传播时间成线性关系的表达还有些道理 相应的也可以研究一下“声子”在空气中传播的频率--时间关系， |
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陈氏的做法就是胡乱近似得出错误结论 本来陈氏的胡乱近似法得出了对史瓦西度规也有途中引力红移的错误结论，在被指出后不肯明确认错，转移话题说其它度规下有途中引力红移，可惜根本不能给出严格证明。姗姗的逻辑是： 史瓦西度规下无途中引力红移<==>非史瓦西度规下有途中引力红移 |
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你是在故意装糊涂吧？ “由观测数据绘出的哈勃曲线是一条弥散的宽带”，这谁都知道。因为直接观测到的红移数据是宇宙学红移、多普勒红移、引力红移之和，哈勃红移是指宇宙学红移。你说的“宽带”是直接红移数据和距离测量的误差双重因素造成的。 而我说的陈氏量子红移“谱线变宽”（刚产生时是白光谱中的原子吸收光谱线），与哈勃曲线的“宽带”完全是两个概念。你是在故意装糊涂吧？ |
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红移的起源不同结果就不同 如果是GR起源当然谱线不会模糊化，但如果是量子起源，则会模糊化。你不要用GR来论证不会模糊化，因为你的GR途中红移的推导不成立。你得论证哈勃红移的量子场论起源不会导致谱线模糊化。 |
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数学也具有阶级性吗?沿史瓦西度规径向运动的光的偏折率和途中红移率都等于零。非径向穿过星球的光才产生偏折和途中红移。正和错 数学也具有阶级性吗?沿史瓦西度规径向运动的光的偏折率和途中红移率都等于零。非径向穿过星球的光才产生偏折和途中红移。正和错在用径向运动求途中引力红移，又错在把宇宙看成只有一个孤立球，错了倒没关系，问题在于正和用双重的数学标准，因人而异地说事! 实际的宇宙中没有严格满足史瓦西度规的引力场，因为宇宙不是只有一个孤立星球。所以爱因斯坦和陈老師都用笛卡尔坐标的史瓦西度规来求解光的偏折和途中红移，而且都是计算横向穿过星球引力场时光波的动量-能量的变化。 正和用光沿着孤立球史瓦西度规径向运动的解来否定陈老師的途中红移，同样也可以否定爱因斯坦的偏折，因为沿孤立球径向运动的光同样也不会产生偏折。虽然对待名人与对待普通人使用不同的标准是社会上的常见现象，但是在推导动量-能量矢量的动量分量与能量分量也要使用不同的标准，是正和将双重标准发挥到数学上了。名人爱因斯坦用光非径向穿过星球的笛卡尔坐标的史瓦西度规求动量变化（偏折）就允许，普通人的陈老師用光非径向穿过星球的笛卡尔坐标的史瓦西度规求能量变化(途中红移)就不允许。数学也具有阶级性会因人而异了吗!? |
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GR推导何处不成立？GR直接推导出途中引力红移，否定途中引力红移就会否定偏折。大爆炸宇宙论者只能封杀它而未敢否定它，就是因为 由广义相对论直接推导出途中引力红移，否定途中引力红移就会否定偏折。大爆炸宇宙论者只能封杀它而未敢否定它，就是因为途中引力红移与光的偏折是捆绑在一起的，两者是用同一个度规方程、同一种数学推导方法、得出同一个动量-能量矢量的变化。不同的只是光的偏折是动量分量的变化而途中引力红移是能量分量的变化，在狹义相对论中两者就是不可分割的，广义相对论中则更是融为一体共含在同一个度规方程之中。 |
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正和为何不正视GR推导出的途中引力红移公式，用瓦西度规的径向运动否定它则把偏折也否定了。难道数学有双重标准? 正和为何不正视GR推导出的途中引力红移公式，用瓦西度规的径向运动否定它则把偏折也否定了。难道数学有双重标准? |
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用宇宙只一个孤立球的球坐标史瓦西度规，难道比爱因斯坦用的多星球宇宙的笛卡尔坐标史瓦西度规更合理? 正和不顾物理条件，只要数 用宇宙只一个孤立球的球坐标史瓦西度规，难道比爱因斯坦用的多星球宇宙的笛卡尔坐标史瓦西度规更合理? 正和不顾物理条件，只要数学漂亮，宇宙中只一个星球的臆想难道严格吗？ |