洛伦兹变换中的相对速度叠加公式用于计算在一个参考系中观察到的两个惯性参考系之间的相对速度。以下是详细的推导过程： 1. 洛伦兹变换回顾 设两个惯性参考系 \( S \) 和 \( S’ \)，\( S’ \) 以速度 \( u \) 沿 \( x \) 轴相对 \( S \) 运动。洛伦兹变换为： \[ \begin{cases} x’ = \gamma_u (x - ut), \ t’ = \gamma_u \left(t - \frac{u x}{c^2}\right), \end{cases} \] 其中 \( \gamma_u = \frac{1}{\sqrt{1 - u^2/c^2}} \)。 类似地，若另一参考系 \( S’’ \) 以速度 \( v \) 相对 \( S’ \) 运动，其变换为： \[ \begin{cases} x’’ = \gamma_v (x’ - v t’), \ t’’ = \gamma_v \left(t’ - \frac{v x’}{c^2}\right), \end{cases} \] 其中 \( \gamma_v = \frac{1}{\sqrt{1 - v^2/c^2}} \)。 ...

相对的超光速是可以实现的，但信息传递的速度是无法超光速的。 从速度叠加公式： \(x’’ = \gamma_v \gamma_u (1 + \frac{u v}{c^2})(x - t\frac{(u + v)}{(1 + \frac{u v}{c^2})})\)，可以看出，相对论使用了参数\((1 + \frac{u v}{c^2})\)规避了光速叠加问题，主要原因是不同的坐标系采用了不同的计时系统，实际物体之间的速度是可以超过光速的。但由于光速最大为c，所以信息传递的速度最大是c 信息传递的速度最大是c，是指两个相对速度超过c的物体，相对于中间坐标系比如地球的速度并没有超过c，比如物体A和B，A相对于地球上某点的速度是\(\frac{2}{3}c\),B相对于此点的速度是\(-\frac{2}{3}c\)，那么他们的相对速度就是\(\frac{4}{3} c\)，但从A发射一束光，这束光相对于地球的速度是c，是仍然可以追上B的，所以还是可以传递信息的。所以说，如果宇宙中的所有物体之间都可以通信，那么必然存在一个绝对坐标系，它们都相对于这个坐标系的速度低于c。

在静止坐标系内，一个光速运动的粒子的内部，不可能存在和粒子自身相对的运动，因为那样那些运动会超光速了，所以粒子内部所有的物质相对于粒子都只能是静止的，都是朝着一个方向一起运动。

以前证明洛伦兹变换，都是使用的直角三角形，而没有使用斜线的方式。 现在我们考虑斜线的方式，其实也要使用直角三角形，如下图： 图中，从O随意发射一束光线，经过时间t，到达点\(P(t,x)\)，P点在x轴上的投影为\(x\)，此时O’坐标系走了\(vt\)，在O’坐标系中，P点在O’的x轴的投影值为\(x’\), 从O’到P点光走的距离为\(ct’\) 我们需要分段求从x到\(x’+vt’\)的关系，先求\(vt\)和\(vt’\)的关系，再求\(x-vt\)和\(x’\)的关系。 我们首先把ct线段OP拉到点q，使得O’q垂直于x轴(ct’也同步变化)，Oq=ct，如下图： 此时，我们很容易证明\(vt=\gamma vt’\): 此时，\(x=vt\)，\(x’=0\)，根据\((ct)^2 -x^2 =(ct’)^2 -x’^2\)，可得： \(t=\gamma t’\)，于是有： \( vt=\gamma vt’ \) 然后我们再求\(x-vt\)与\(x’\)的关系，因为是对应关系，所以也应该是\((x-vt)=\gamma x’ \) 我们也把当前的O’作为O的原点，把O’P拉到O’q和x-vt成c/v比例的直角三角形\((O’q/(x-vt)=c/v)\)，对应的ct’也做相应的变化，如下图： 使用式子 \((ct)^2-x^2=(ct’)^2-x’^2\) 此时\(ct=>O’q=(x-vt)*c/v\)，\(ct’=>x’*c/v\)，而式子中的x’此时对应着0 (q在O’上的投影为0)，所以有： \( ((x-vt)*c/v)^2 -(x-vt)^2 =(x’*c/v)^2 -0 \)，于是可以得到： \( (x-vt) =\gamma x’ \)，于是有： \( x =\gamma x’ + vt =\gamma x’ + \gamma vt’ =\gamma (x’+vt’)\)

我们假设在O’坐标系内一个尺子，长度为L’，从两端分别同时发射一束光，光速为c，到中点相遇， 总时间为\( t’=\frac{L’}{c} \)，时间差 \( \Delta t’=0 \) 那么在O坐标系内观察呢？ 假设在O上尺子长度为L，观察两束光，也是在尺子中间相遇，但发射时间不同，一边耗时为\(t_1\), 另一边耗时\(t_2\)， 那么一边走的距离为\(L/2=(c-v)t_1\)，另一边为\(L/2=(c+v)t_2\)，所以: \( t=t_1+t_2=\frac{L}{2(c-v)}+\frac{L}{2(c+v)}=\frac{Lc}{(c^2-v^2)} \) \( = \gamma^2 \frac{L}{c} \) \( \Delta t=t_1-t_2=\frac{L}{2(c-v)}-\frac{L}{2(c+v)} =\frac{L v}{(c^2-v^2)}\) \(= \gamma^2 \frac{L v}{c^2} \) 此时，如果我们让 \(L=L’/ \gamma \)，也就是尺缩，则有： \( t= \gamma^2 \frac{L}{c} =\gamma \frac{L’}{c} =\gamma t’ \) \(\Delta t = \gamma \frac{L’ v}{c^2} \) \(\frac{L’}{\gamma} + v\Delta t = \frac{L’}{\gamma} + \gamma \frac{L’ v^2}{c^2} =\gamma L’ \) 这里的尺缩和洛伦兹变换的尺缩是矛盾的， 也就是在\(\Delta t’=0\)时，应该是： \( \Delta x=\gamma(\Delta x’-v\Delta t’)=\gamma \Delta x’ \) ...

在\((ct)^2-x^2=(ct’)^2=x’^2\)中，我们假设\(x=x_0+vt\)，以便引入速度v，对应的x’写成x’_0： \( (ct)^2-(x_0+vt)^2=(ct’)^2-(x’_0)^2\) 解上述方程，得到： \(t= \frac{x_0v ± \sqrt{x_0^2v^2 + (c^2 - v^2)(x_0^2 + c^2t’^2 - x_0’^2)}}{c^2 - v^2}\) 此时，我们假设t与t’成线性关系，也就需要根号下的内容能写成 (at’+b)^2的形式： \( x_0^2v^2 + (c^2 - v^2)(x_0^2 + c^2t’^2 - x_0’^2)=(at’+b)^2 \) 即： \( [x_0^2v^2 + (c^2 - v^2)x_0^2] + (c^2 - v^2)c^2t’^2 - (c^2 - v^2)x_0’^2 \) \(=a^2t’^2 + 2abt’ +b^2 \) 于是有： \( (c^2 - v^2)c^2 = a^2, (1)\) \( b=0 \) \(x_0^2v^2 + (c^2 - v^2)x_0^2 - (c^2 - v^2)x_0’^2 = b^2 = 0, (2)\) ...

(ct)^2-(x_0+vt)^2=(ct’)^2=x’_0^2, 解方程，得到t=，没有其他假设 严格按给定方程求解 我们需要解方程： \[ (ct)^2 - (x_0 + vt)^2 = (ct’)^2 - x_0’^2 \] 第一步：展开方程 左边展开： \[ (ct)^2 - (x_0 + vt)^2 = c^2t^2 - x_0^2 - 2x_0vt - v^2t^2 \] 右边： \[ (ct’)^2 - x_0’^2 \] 第二步：建立等式 \[ c^2t^2 - x_0^2 - 2x_0vt - v^2t^2 = c^2t’^2 - x_0’^2 \] 第三步：整理方程 将所有项移到左边： \[ (c^2 - v^2)t^2 - 2x_0vt - x_0^2 - c^2t’^2 + x_0’^2 = 0 \] 第四步：解关于t的二次方程 这是一个标准的二次方程形式： \[ At^2 + Bt + C = 0 \] 其中： \[ A = c^2 - v^2 \] \[ B = -2x_0v \] \[ C = -x_0^2 - c^2t’^2 + x_0’^2 \] ...

把泡利矩阵和角动量算符、矩阵本征值研究透彻

在关系式\((ct)^2-x^2=(ct’)^2-x’^2\)中，我们对t求导，得到： \( c^2 t - x \frac{dx}{dt} = c^2 t’ \frac{dt’}{dt} - x’ \frac{dx’}{dt} \) 在O坐标系看来，x的变换速度是v，也就是 \( \frac{dx}{dt}=v \)，得到： \( c^2 t - x v = c^2 t’ \frac{dt’}{dt} - x’ \frac{dx’}{dt} \) 此时只要求出\(\frac{dx’}{dt}=0\)，\(\frac{dt’}{dt}=\frac{1}{\gamma} \)，就可以得到： \( c^2 t - x v = c^2 t’ / \gamma - 0 \)，即： \( t’=\gamma (t-xv/c^2) \) 此时，重点求： \( \frac{dx}{dt}=v \)时： \(\frac{dx’}{dt}=0\)， \(\frac{dt’}{dt}=\frac{1}{\gamma} \) 我们对前面的式子： \[ c^2 t - x v = c^2 t’ \frac{dt’}{dt} - x’ \frac{dx’}{dt} \tag{1} \] ...

如果对等式(ct)^2-x^2=(ct’)^2-x’^2中的某个项求导，会得到什么启示 通过对时空间隔求导探索洛伦兹变换的深层结构 我们从时空间隔的不变性出发： \[ (ct)^2 - x^2 = (ct’)^2 - x’^2 \] 如果对这个等式进行微分，可以得到一些有趣的启示。以下是详细分析： 1. 对时空间隔等式直接求导 对两边关于某个变量（如 \(t\) 或 \(x\)）求导： (1) 对时间 \(t\) 求导 \[ \frac{d}{dt} \left[ (ct)^2 - x^2 \right] = \frac{d}{dt} \left[ (ct’)^2 - x’^2 \right] \] 展开后： \[ 2c^2 t - 2x \frac{dx}{dt} = 2c^2 t’ \frac{dt’}{dt} - 2x’ \frac{dx’}{dt} \] 整理得： \[ c^2 t - x v = c^2 t’ \frac{dt’}{dt} - x’ \frac{dx’}{dt} \] 其中 \(v = \frac{dx}{dt}\) 是 \(S\) 系中的速度，\(\frac{dt’}{dt}\) 和 \(\frac{dx’}{dt}\) 是 \(S’\) 系坐标对 \(S\) 系时间的导数。 ...