No es. Puede el 100% de corrección de la constante gravitacional mediante experimentos. Una manera sencilla de ver esto es escoger un clásico de la caída libre de experimentar. Aquí la versión con sólo algunos sin nombre constante $\kappa$ donde
$$G_{\mu\nu} = \kappa T_{\mu\nu}$$
Si usted considerar a la tierra como una métrica de Kerr fuente, entonces, dejar de lado de momento angular (que es bastante pequeño), vamos a terminar con la métrica de Schwarzschild
$$ds^2 = -(1 - \frac{r_S}{r}) c^2 dt^2 + (1 - \frac{r_s}{r})^{-1} dr^2 + r^2 d\Omega^2$$
$r_s$ es el radio de Schwarzschild, algún parámetro de la métrica. Para calcular esto, se realiza el análisis de la Komar masa. Si vamos al 100% sin ningún definido las constantes de las teorías anteriores, vamos a escribir el Komar masa proporcional a una constante.
$$M = -\alpha \int_S dA n_\mu \sigma_\nu \nabla^\mu \xi^\nu$$
con $\xi$ normalizados, Matando a timelike vector (sólo tendremos que escoger $ c\partial_t$), $\sigma$ el vector normal a la superficie de Cauchy, y $n$ el vector normal a la superficie de la integración. La constante $\alpha$ está relacionado con la constante de $\kappa$ desde el Komar integral también por escrito en el plazo de la tensión tensor de energía
$$M = -\alpha \int_\Sigma R_{\mu\nu} n^\mu \xi^\nu = -\alpha \kappa \int_\Sigma (T_{\mu\nu} + \frac 12 T g_{\mu\nu}) n^\mu \xi^\nu dV$$
Nosotros realmente desea $M$ a ser de la misma dimensión que la de la masa. Desde $T$ tiene la dimensión de una densidad de energía, queremos $\alpha = \beta / c^2 \kappa $ para algunas constantes $\beta$.
Luego, recogiendo la superficie de la constante de $t$$r$$S$, obtenemos
$$M = -\alpha \int_S r^2 \sin \theta d\theta d\varphi \nabla^r\xi^t$$
$\nabla^r\xi^t$ tiene sólo distinto de cero plazo $c g^{rr} \Gamma^t_{rt}$, que es igual a $c g^{rr} g^{tt} g_{tt,r}/2 = -c r_S/2r^2 $, por lo que
$$M = -\alpha \int_S \sin \theta d\theta d\varphi c r_s = 8\pi c \alpha r_S$$
Podemos entonces escribir $r_S = M / 8\pi c \alpha = M \kappa / 8\pi \beta c$.
La geodésica ecuación de una puramente radial de movimiento será entonces
$$c^{-2} \dot r^2 + (1 - \frac{r_S}{r}) = E^2$$
La expansión de la $r^{-1}$ plazo en torno a $R_\oplus$, el radio de la tierra, obtenemos
$$\frac{1}{r} = \frac{1}{R_\oplus} - \frac{r - R_\oplus}{R_\oplus^2} + \mathcal O(R_\oplus^{-3})$$
Esto le dará la ecuación, cortando el menor plazo,
$$c^{-2} \dot r^2 + \frac{r_S}{R_\oplus^2} r = E^2 - 1 + \frac{2r_S}{R_\oplus} $$
Si usted toma el buen tiempo derivativo,
$$c^{-3} \ddot r \dot r + 2 \frac{r_S}{cR_\oplus^2} \dot r= 0$$
o en otras palabras,
$$\ddot r = - 2 c^2 \frac{r_S}{ R_\oplus^2}$$
El clásico de la ecuación de la caída libre, que se puede comprobar experimentalmente. Si usted desea para menos clásica resultados, por supuesto, tendrás que resolver la ecuación geodésica correctamente, y creo que no se puede hacer analíticamente (simulaciones numéricas va a hacer allí).
Usted notará que esta ecuación tiene la dimensión correcta y firme. Podemos entonces volver de entrada la expresión de $r_S$
$$\ddot r = - 2 c^3 \frac{M \kappa}{8\pi \beta R_\oplus^2}$$
Creo que algunos $c$'s podría haberse perdido en el camino, pero se puede ver que, a nivel mundial, de vuelta, más o menos lo que estábamos buscando : la caída libre de un objeto depende de algunas constantes que, si se va a ordenar un poco todos los diversos constantes, resultaría ser $G$.
