广义相对论.docx
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广义相对论
广义相对论
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在600千米的距离上观看十倍太阳质量的黑洞（模拟图），背景为银河系
广义相对论是阿尔伯特·爱因斯坦于1916年发表的用几何语言描述的引力理论，它代表了现代物理学中引力理论研究的最高水平。
广义相对论将经典的牛顿万有引力定律包含在狭义相对论的框架中，并在此基础上应用等效原理而建立。
在广义相对论中，引力被描述为时空的一种几何属性（曲率）；而这种时空曲率与处于时空中的物质与辐射的能量-动量张量直接相联系，其联系方式即是爱因斯坦的引力场方程（一个二阶非线性偏微分方程组）。
从广义相对论得到的有关预言和经典物理中的对应预言非常不相同，尤其是有关时间流易、空间几何、自由落体的运动以及光的传播等问题，例如引力场内的时间膨胀、光的引力红移和引力时间延迟效应。
广义相对论的预言至今为止已经通过了所有观测和实验的验证——虽说广义相对论并非当今描述引力的唯一理论，它却是能够与实验数据相符合的最简洁的理论。
不过，仍然有一些问题至今未能解决，典型的即是如何将广义相对论和量子物理的定律统一起来，从而建立一个完备并且自洽的量子引力理论。
爱因斯坦的广义相对论理论在天体物理学中有着非常重要的应用：
它直接推导出某些大质量恒星会终结为一个黑洞——时空中的某些区域发生极度的扭曲以至于连光都无法逸出。
有证据表明恒星质量黑洞以及超大质量黑洞是某些天体例如活动星系核和微类星体发射高强度辐射的直接成因。
光线在引力场中的偏折会形成引力透镜现象，这使得人们能够观察到处于遥远位置的同一个天体的多个成像。
广义相对论还预言了引力波的存在，引力波已经被间接观测所证实，而直接观测则是当今世界像激光干涉引力波天文台的引力波观测计划的目标。
此外，广义相对论还是现代宇宙学的膨胀宇宙模型的理论基础。
历史
主条目：
广义相对论的替代理论
爱因斯坦解释广义相对论的手稿扉页
1905年爱因斯坦发表狭义相对论后，他开始着眼于如何将引力纳入狭义相对论框架的思考。
以一个处在自由落体状态的观察者的理想实验为出发点，他从1907年开始了长达八年的对引力的相对性理论的探索。
在历经多次弯路和错误之后，他于1915年11月在普鲁士科学院上作了发言，其内容正是著名的爱因斯坦引力场方程。
这个方程描述了处于时空中的物质是如何影响其周围的时空几何，并成为了爱因斯坦的广义相对论的核心。
爱因斯坦的引力场方程是一个二阶非线性偏微分方程组，数学上想要求得方程的解是一件非常困难的事。
爱因斯坦运用了很多近似方法，从引力场方程得出了很多最初的预言。
不过很快天才的天体物理学家卡尔·史瓦西就在1916年得到了引力场方程的第一个非平庸精确解——史瓦西度规，这个解是研究星体引力坍缩的最终阶段，即黑洞的理论基础。
在同一年，将史瓦西几何扩展到带有电荷的质量的研究工作也开始进行，其最终结果就是雷斯勒-诺斯特朗姆度规，其对应的是带电荷的静态黑洞。
1917年爱因斯坦将广义相对论理论应用于整个宇宙，开创了相对论宇宙学的研究领域。
考虑到同时期的宇宙学研究中静态宇宙的学说仍被广为接受，爱因斯坦在他的引力场方程中添加了一个新的常数，这被称作宇宙常数项，以求得和当时的“观测”相符合。
然而到了1929年，哈勃等人的观测表明我们的宇宙处在膨胀状态，而相应的膨胀宇宙解早在1922年就已经由亚历山大·弗里德曼从他的弗里德曼方程（同样由爱因斯坦场方程推出）得到，这个膨胀宇宙解不需要任何附加的宇宙常数项。
比利时牧师勒梅特应用这些解构造了宇宙大爆炸的最早模型，模型预言宇宙是从一个高温高致密状态演化来的。
爱因斯坦其后承认添加宇宙常数项是他一生中犯下的最大错误。
在那个时代，广义相对论与其他物理理论相比仍保持了一种神秘感。
由于它和狭义相对论相融洽，并能够解释很多牛顿引力无法解释的现象，显然它要优于牛顿理论。
爱因斯坦本人在1915年证明了广义相对论是如何解释水星轨道的反常近日点进动的现象，其过程不需要任何附加参数（所谓“敷衍因子”）。
另一个著名的实验验证是由亚瑟·爱丁顿爵士率领的探险队在非洲的普林西比岛观测到的日食时的光线在太阳引力场中的偏折，其偏折角度和广义相对论的预言完全相符（是牛顿理论预言的偏折角的两倍），这一发现随后被全球报纸竞相报导，一时间使爱因斯坦的理论名声赫赫。
但是直到1960年至1975年间，广义相对论才真正进入了理论物理和天体物理主流研究的视野，这一时期被称作广义相对论的黄金时代。
物理学家逐渐理解了黑洞的概念，并能够通过天体物理学的性质从类星体中识别黑洞。
在太阳系内能够进行的更精确的广义相对论的实验验证进一步展示了广义相对论非凡的预言能力，而相对论宇宙学的预言也同样经受住了实验观测的检验。
从经典力学到广义相对论
理解广义相对论的最佳方法之一是从经典力学出发比较两者的异同点：
这种方法首先需要认识到经典力学和牛顿引力也可以用几何语言来描述，而将这种几何描述和狭义相对论的基本原理放在一起对理解广义相对论具有启发性作用。
牛顿引力的几何学
经典力学的一个基本原理是：
任何一个物体的运动都可看作是一个不受任何外力的自由运动（惯性运动）和一个偏离于这种自由运动的组合。
这种偏离来自于施加在物体上的外力作用，其大小和方向遵循牛顿第二定律（外力大小等于物体的惯性质量乘以加速度，方向与加速度方向相同）。
而惯性运动与时空的几何性质直接相关：
经典力学中在标准参考系下的惯性运动是匀速直线运动。
用广义相对论的语言说，惯性运动的轨迹是时空几何上的最短路径（测地线），在闵可夫斯基时空中是直的世界线。
小球落到正在加速的火箭的地板上（左）和落到地球上（右），处在其中的观察者会认为这两种情形下小球的运动轨迹没有什么区别
反过来，原则上讲也可以通过观察物体的运动状态和外力作用（如附加的电磁力或摩擦力等）来判断物体的惯性运动性质，从而用来定义物体所处的时空几何。
不过，当有引力存在时这种方法会产生一些含糊不清之处：
牛顿万有引力定律以及多个彼此独立验证的相关实验表明，自由落体具有一个普遍性（这也被称作弱等效原理，亦即惯性质量与引力质量等价），即任何测试质量的自由落体的轨迹只和它的初始位置和速度有关，与构成测试质量的材质等无关。
这一性质的一个简化版本可以通过爱因斯坦的理想实验来说明，如右图所示：
对于一个处在狭小的封闭空间中的观察者而言，无法通过观测落下小球的运动轨迹来判断自己是处于地面上的地球引力场中，还是处于一艘无引力作用但正在加速的火箭里（加速度等于地球引力场的重力加速度）；而作为对比，处于电磁场中的带电小球运动和加速参考系中的小球运动则是可以通过不同小球携带不同的电量来区分的。
而由于引力场在空间中存在分布的变化，弱等效原理需要加上局部的条件，即在足够小的时空区域内引力场中的自由落体运动和均一加速参考系中的惯性运动是完全相同的。
由于自由落体的普遍性，惯性运动（实验中的火箭内）和在引力场中的运动（实验中的地面上）是无法通过观察来区分的。
这是在暗示一类新的惯性运动的定义，即在引力作用下的自由落体也属于惯性运动。
通过这种惯性运动则可以重新定义周围的时空几何——从数学上看引力场中惯性运动的轨迹（测地线）和引力势的梯度有关。
相对论的概括
光锥
牛顿引力的几何理论尽管看上去很有趣，但这一理论的基础经典力学不过是（狭义）相对论力学的一个特例。
用对称的语言来说，在不考虑引力的情形下物理学具有洛伦兹不变性，而并非经典力学所具有的伽利略不变性。
（狭义相对论的对称性包含在庞加莱群中，它除了包含有洛伦兹变换所包含的洛伦兹递升和旋转外还包含平移不变性。
）在研究对象的速度接近光速或者高能的情形下这两者的区别逐渐变得明显。
在洛伦兹对称性下可以引入光锥的概念（见左图），光锥构成了狭义相对论中的因果结构：
对于每一个发生在时空中的事件A，原则上有能够通过传播速度小于光速的信号或相互作用影响到事件A或被事件A影响的一组事件（具有因果联系），例如图中的事件B；也有一组不可能互相影响的事件（不具有因果联系），例如图中的事件C；而这些事件间有无因果联系都与观测者无关。
将光锥和自由落体的世界线联系起来可以导出时空的半黎曼度规，至少准确至一个正值标量因子，在数学上这是共形结构的定义。
狭义相对论的建立改变了人们对质量唯一性的观念：
质量不过是系统能量和动量的一种表现形式，这使得爱因斯坦着手将弱等效原理纳入一个更广泛的框架中：
处于封闭空间中的观察者无论采用什么测量方法（而不仅限于投掷小球）都无法区分自己是处于引力场还是加速参考系中。
这种概括成为了著名的爱因斯坦等效原理：
在足够小的时空区域中物理定律约化成狭义相对论中的形式；而不可能通过局部的实验来探测到周围引力场的存在。
狭义相对论是建立于引力可以被忽略的前提，因此对于引力可以被忽略的实际案例，这是一个合适的模型。
如果考虑引力的存在并假设爱因斯坦等效原理成立，则可知宇宙间不存在全局的惯性系，而只存在跟随着自由落体的粒子一起运动的局部近似惯性系。
用时空弯曲的语言来说，在无引力作用的惯性系里的几条笔直类时世界线，在实际时空中会变得彼此相互弯曲，这意味着引力的引入会改变时空的几何结构。
爱因斯坦等效原理由此暗示引力作用应归属于时空弯曲的范畴，无加速度的惯性运动和引力作用下的自由落体具有完全相同的定义。
实验数据表明，处于引力场中的时钟测量出的时间——或者用相对论的语言称为固有时——并不服从狭义相对论定律的制约。
用时空几何的语言来说，这是由于所测量的时空并非闵可夫斯基度规。
对于牛顿引力理论而言这暗示着一种更一般的几何学。
在微小尺度上所有处于自由落体状态的参考系都是等效的，并且都可近似为闵可夫斯基性质的平直度规。
而接下来我们正在处理的是对闵可夫斯基时空的弯曲化的一般性概括，所用到的度规张量定义的所在的时空几何——具体说来是时空中的长度和角度是如何被测量的——并不是狭义相对论的闵可夫斯基度规，这种度规被概括地称作半黎曼度规或伪黎曼度规。
并且每一种黎曼度规都自然地与一种特别的联络相关联，这种联络被称作列维-奇维塔联络；事实上这种联络能够满足爱因斯坦等效原理的要求并使得时空具有局部的闵可夫斯基性（这是指在一个适合的局部惯性坐标系下度规是闵可夫斯基性的，其度规的导数和连接系数即克里斯托费尔符号都为零。
）。
总体上可以归纳为，在爱因斯坦的理论中引力引起的时空弯曲是一种可微分流形，这种流形在局部是平直的，但整体上可能具有非常不同的全局几何。
爱因斯坦方程
主条目：
爱因斯坦引力场方程和广义相对论中的数学
在建立了描述引力效应的相对论性几何化版本后，还有一个关于引力的起源问题没有解决。
牛顿理论中的引力来源于质量，而在狭义相对论中质量的概念被包含在更具有一般性的能量-动量张量中。
这个张量包含了对系统的能量和动量的密度，以及应力（即压强和剪应力的统称）的描述，通过等效原理就可以将能量-动量张量概括到弯曲的时空几何中去。
如果和几何化的牛顿引力作进一步的类比，可以很自然地通过一个场方程将能量-动量张量和里奇张量联系起来，而里奇张量正描述了潮汐效应的一类特殊情形：
一团初始状态为静止的测试粒子形成的云的体积会由于这群测试粒子作自由落体运动而变化。
在狭义相对论中，能量-动量张量的守恒律在数学上对应着它的散度为零，而这一守恒律也可以被概括到更一般的弯曲时空中，其方法是将经典的偏导数替换为它们在曲面流形上的对应物：
协变导数。
在这一附加条件下，能量-动量张量的协变散度，以及场方程右边所有可能出现的项统统为零，这一组简洁的方程表述被称作爱因斯坦引力场方程：
方程左边是一个由里奇张量
构成的并且散度为零的特别组合，这种组合被称作爱因斯坦张量。
特别地，
是时空曲率的里奇标量。
而里奇张量本身与更一般化的黎曼张量之间的关系为
方程右边的
是能量-动量张量。
将引力场方程的理论和对行星轨道实际观测的结果（或等价地考虑到弱场低速时近似为牛顿引力理论）相比较，可得到方程中的比例常数
，其中
是万有引力常数而
是光速。
当没有物质存在时能量-动量张量为零，这时的爱因斯坦场方程的形式化简为所谓真空解法：
某些广义相对论的替代理论在基于同样的前提下通过附加其他准则或约束得到了形式不一样的引力场方程，例如爱因斯坦-嘉当理论。
定义和基础应用
主条目：
广义相对论中的数学
前一章节概括介绍了确立广义相对论的基本内容所需的全部信息，并指出了广义相对论理论的几个关键性质。
那么随之而来的问题是，广义相对论对物理学究竟有多重要的意义；具体说来，如何从广义相对论理论建立具有应用价值的具体物理模型呢？
定义和基本性质
广义相对论是引力的度规理论，其核心是爱因斯坦场方程。
场方程描述的是用四维半黎曼流形所描述的时空几何学，与处在时空中物质的能量-动量张量之间的关系。
经典力学中由引力引起的现象（例如自由落体、星体轨道运动、航天器轨道等），在广义相对论中对应着在弯曲时空中的惯性运动，即没有所谓外来的引力使得物体的运动偏离它们原本的自然直线运动路径。
引力本身是时空属性的几何学改变，使处在其中的物体沿着时空中最短的路径作惯性运动；而反过来时空的曲率是由处在时空中的物质的能量-动量张量改变的。
用约翰·惠勒的话来解释说：
时空告诉物体如何运动，物体告诉时空如何弯曲。
广义相对论用一个对称的二阶张量替换了经典力学中的引力标量势，不过前者在某些极限情形下会退化为后者。
在弱引力场并且速度远小于光速的前提下，相对论的结果和牛顿经典理论的结果是重合的。
广义相对论是用张量表示的，这是其广义协变性的体现：
广义相对论的定律——以及在广义相对论框架中得到的物理定律——在所有参考系中具有相同的形式。
并且，广义相对论本身并不包含任何不变的几何背景结构，这使得它能够满足更严格的广义相对性原理：
物理定律的形式在所有的观察者看来都是相同的。
而广义相对论认为在局部由于有等效原理的要求，时空是闵可夫斯基性的，物理定律具有局部洛伦兹不变性。
物理模型的建立
广义相对论性的模型建立的核心内容是爱因斯坦场方程的解。
在爱因斯坦场方程和一个附加描述物质属性的方程（类似于麦克斯韦方程组和介质的本构方程）同时已知的前提下，爱因斯坦场方程的解包含有一个确定的半黎曼流形（通常由特定坐标下得到的度规给出），以及一个在这个流形上定义好的物质场。
物质和时空几何一定满足爱因斯坦场方程，因此特别地物质的能量-动量张量的协变散度一定为零。
当然，物质本身还需要满足描述其属性的附加方程。
因此可以将爱因斯坦场方程的解简单理解为一个由广义相对论制约的宇宙模型，其内部的物质还同时满足附加的物理定律。
爱因斯坦场方程是非线性的偏微分方程组，因此想要求得其精确解十分困难。
尽管如此，仍有相当数量的精确解被求得，但只有一些具有物理上的直接应用。
其中最著名的精确解，同时也是从物理角度来看最令人感兴趣的解包括史瓦西解、雷斯勒-诺斯特朗姆解、克尔解，每一个解都对应着特定类型的黑洞模型；以及弗里德曼-勒梅特-罗伯逊-沃尔克解和德西特宇宙，每一个解都对应着一个膨胀的宇宙模型。
纯粹理论上比较有趣的精确解还包括哥德尔宇宙（暗示了在弯曲时空中进行时间旅行的可能性）、Taub-NUT解（一种均匀却又各向异性的宇宙模型）、反德西特空间（近年来由于超弦理论中的马尔达西那假说的提出而变得知名）。
寻找爱因斯坦场方程的精确解并非易事，因此在更多场合下爱因斯坦场方程的解是通过计算机采用数值积分的方法，或者对精确解作微扰求得的近似解。
在数值相对论这一分支中，人们使用高性能的计算机来数值模拟时空几何，以用于数值求解两个黑洞碰撞等有趣场合下的爱因斯坦场方程。
原则上只要计算机的运算能力足够强大，数值相对论的方法就可以应用到任何系统中，从而有可能对裸奇点等基础问题做出解答。
另一种求得近似解的方法是借助于像线性化引力和后牛顿力学近似方法这样的微扰理论，这两种微扰方法都是由爱因斯坦发展的，其中后者为求解时空内分布的物体速度远小于光速时的时空几何提供了系统的方法。
后牛顿力学近似方法是一系列展开项，第一项对应着牛顿引力，而后面的微扰项对应着广义相对论理论对牛顿力学所作的修正。
这种近似展开的一种扩展方法是参数化后牛顿形式，应用这种方法可以量化地比较广义相对论和其替代理论的预言结果。
爱因斯坦理论的后续
广义相对论对物理学的影响非常深远，其引发了诸多理论和实验的研究成果。
其中一部分是从广义相对论的定律中直接导出的，而有些则从广义相对论发表至今经过长久的研究才逐渐变得明朗。
引力时间膨胀和引力红移
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引力时间膨胀和红移
光波从一个大质量物体表面出射时频率会发生红移
如果等效原理成立，则可得到引力会影响时间流易的结论。
射入引力势阱中的光会发生蓝移，而相反从势阱中射出的光会发生红移；归纳而言这两种现象被称作引力红移。
更一般地讲，当有一个大质量物体存在时，对于同一个过程在距离大质量物体更近时会比远离这个物体时进行得更慢，这种现象叫做引力时间膨胀。
引力红移已经在实验室中及在天文观测中得到证实和测量，而地球引力场中的引力时间延缓效应也已经通过原子钟进行过多次测量。
当前的测量表明地球引力场的时间延缓会对全球定位系统的运行产生一定影响。
这种效应在强引力场中的测试是通过对脉冲双星的观测完成的，所有的实验结果都和广义相对论相符。
不过在当前的测量精度下，人们还不能从中判断这些观测到底更支持广义相对论还是同样满足等效原理的其他替代理论。
光线偏折和引力时间延迟
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广义相对论中的开普勒问题、引力透镜和引力时间延迟效应
从光源（图中蓝点表示）发射出的光线在途径一个致密星体（图中灰色区域表示）时发生的光线偏折
广义相对论预言光子的路径在引力场中会发生偏折，即当光子途径一个大质量物体时路径会朝向物体发生弯曲。
这种效应已经通过对来自遥远恒星或类星体的光线途径太阳时的路径观测得到证实。
这种现象（以及其他相关现象）的原因是光具有被称作类光的（或被称作零性的）测地线——相对于在经典物理中光的传播路线是直线，类光的（或零性的）测地线是广义相对论的相应概括，来源于狭义相对论中的光速不变原理。
选取了合适的时空几何（例如黑洞视界外的史瓦西解，或后牛顿展开项）就可以进一步看到引力场对光的传播的影响，这种影响是纯粹广义相对论性的。
即是说尽管从经典力学出发，通过计算中心质量对光子的经典散射也可以得到光线的偏折效应，但从这种经典方法得到的偏折角度只有广义相对论结果的一半。
和光线偏折现象密切相关的另一现象是引力时间延迟效应（或称作夏皮罗延迟效应），这种现象是指在引力场中光的传播时间要比无引力场的情形下要长，这种效应已经被多个观测成功证实。
在参数化后牛顿形式中，对光线偏折和对时间延迟的测量共同决定了一个参数
，这个参数表征了引力对时空几何的影响。
引力波
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引力波（相对论）
悬浮在空间中的静止粒子排列成的环
测试粒子受到引力波的作用
弱引力场和电磁场相比有一个重要类同之处：
类似于随时间变化的电磁场会辐射电磁波，引力场也有可能会辐射引力波。
引力波有如时空度规的涟漪，以光速在空间中传播。
最简单的一类情形如右所示：
排列成一个环状的自由悬浮粒子（右上静态图像），当有一束正弦引力波穿过这个环并朝向读者传播时，引力波会将这个环以一种具有特征性和旋律性的方式扭曲（右下动画）。
由于爱因斯坦场方程是非线性的，强引力场中的任意强度的引力波不满足线性叠加原理。
但在弱场情形下可采用线性近似，由于从遥远的天体辐射出的引力波到达地球时已经非常微弱，这时线性化的引力波已经足以精确描述其到达地球时的强度，其引起的空间距离的相对变化大约在10-21或更低。
这些线性化的引力波是可以进行傅里叶分解的，对这些引力波信号进行的数据分析正是基于这个原理。
场方程的个别精确解能够在不借助任何近似条件的前提下描述引力波，如一束传遍整个空间的波列，以及所谓高蒂宇宙（多种充满引力波的膨胀宇宙的总称）。
不过对于天体物理学意义上的引力辐射而言，例如黑洞双星的合并过程，后牛顿力学近似方法、微扰理论或数值相对论等近似途径是仅有的处理手段。
轨道效应
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广义相对论中的开普勒问题
对于作轨道运动的物体，广义相对论和经典力学的预言在很多地方有所不同。
广义相对论预言公转星体的轨道会发生总体的旋转（进动），而轨道本身也会由于引力辐射而发生衰减。
近星点的进动
行星绕恒星作公转的经典力学轨道（红）和广义相对论轨道（蓝）比较
广义相对论中，任意轨道的拱点（轨道上最接近或最远离系统质心的点）会发生进动，这使得轨道不再是椭圆，而是一个绕着质心旋转的准椭圆轨道，其总体上看接近于玫瑰线的形状。
爱因斯坦最早通过近似度规来表示牛顿力学的极限，并将轨道运动的物体看作一个测试质点从而在理论上得到了这一结果。
这一结果的重要性在于，它能够最简洁地解释天文学家勒维耶在1859年发现的水星近日点的反常进动，而这对于当时的爱因斯坦而言是最终确认引力场方程的正确形式的一个重要依据。
从精确的史瓦西度规或采用更为一般的后牛顿力学近似形式也能够推导出这种效应。
从本质上说，这种进动是由于引力对时空几何的影响，以及对物体引力的自能量的贡献（其意义包含在爱因斯坦场方程的非线性中）。
现在已经观测到了所有能够进行精确轨道进动测量的太阳系行星（水星、金星、地球）的相对论进动，而且已经观察到某些脉冲双星系统的轨道进动效应，其效应要比太阳系内行星高出五个数量级。
轨道衰减
对脉冲双星PSR1913+16的周期变化长达三十年的观测，其周期变化在秒量级内
根据广义相对论，一个双星系统会通过引力辐射的形式损失能量。
尽管这种能量损失一般相当缓慢，却会使得双星间的距离逐渐降低，同时降低的还有轨道周期。
在太阳系内的两体系统或者一般的双星中，这种效应十分微弱因此难以观测。
然而对于一个密近脉冲双星系统而言，在轨道运动中它们会发射极度规律的脉冲信号，地球上的接收者从而能够将这个信号序列作为一个高度精确的时钟。
这个精确的时钟是用来精确测量脉冲双星轨道周期的最佳工具。
并且由于组成脉冲双星的恒星是中子星，其致密性能导致有较多部分的能量以引力辐射的形式传播出去。
最早观测到这种因引力辐射导致的轨道周期衰减的实验是由赫尔斯和泰勒完成的，他们所观测的脉冲双星是他们于1974年发现的PSR1913+16。
这也是人类首次在实验上证实引力波的存在，尽管这只是一种间接观测，这项工作因此获得1993年的诺贝尔物理学奖。
从那以后更多的脉冲双星被发现，值得一提的是PSRJ0737-3039，双星系统的两个成员都是脉冲星。
测地线效应和参考系拖拽
主条目：
测地线效应和参考系拖拽
有些相对论效应与坐标的方向性有关，其一是测地线效应，例如一个在弯曲时空中作自由落体运动的陀螺的自转轴会因此而改变，即使陀螺的自转轴方向在运动过程中尽可能保持一直稳定（即所谓在曲面上作“平行输运”）。
地球-月球系统的测地线效应已经通过月球激光测距实验得到验证。
近年来物理学者通过引力探测器B卫星测量测试质量在地球引力场中的测地线效应，其结果和理论值的误差小于0.3%。
在一个旋转质量的周围还会产生引力磁性以及更一般的参考系拖拽效应，观察者会认为旋转质量对周围的时空产生拖拽效应，处于旋转质量周围的物体会因此发生坐标改变。
一个极端的版本是旋转黑洞的所谓能层区域，当有任何物体进入旋转黑洞的能层时都会不可避免地随着黑洞一起发生转动。
理论上这种效应也可以通过观察其对一个自由落体状态的陀螺自转方向的影响进行验证。
在存在争议的LAGEOS卫星实验中参考系拖拽效应得到了初步证实。
火星全球探勘者号在火星获得的数据资料，也被用来做广义相对论的参考系拖拽实验。
天体物理学上的应用
引力透镜
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引力透镜
爱因斯坦十字：
同一个天体在引力透镜效应下的四个成像
引力场中光线的偏折效应是一类新的天文现象的原因。
当观测者与遥远的观测天体之间还存在有一个大质量天体，当观测天体的质量和相对距离合适时观测者会看到多个扭曲的天体成像，这种效应被称作引力透镜。
受系统结构、尺寸和质量分布的影响，成像可以是多个，甚至可以形成被称作爱因斯坦环的圆环，或者圆环的一部分弧。
最早的引力透镜
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