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在所有慣性參照系中，力學定律取相同的形式，或者說，力學定律對所有慣性系具有普適性。從力學定律的層面看，所有慣性系是平權的。 
在討論運動學問題的時候，我們曾經簡單地講到過參照系的變換。在那里，我們從運動學的層面出發，在經典時空觀的框架下，給出了兩個有相對運動的參照系之間的坐標變換關系。在接下來的討論中，我們將進一步探討參照系的變換及其帶來的物理效果。 
設想兩個有相對運動的參照系，一個用 標記，另一個用 標記。由于有相對運動，在某一時刻，兩個參照系的原點相互錯開了。用 標記此時此刻從 的原點指向 的原點的矢量，一個位于空間中任意點的粒子在兩個參照系中的位置矢量分別用 和 標記。從簡單的幾何關系不難明白，這三個矢量之間滿足如下關系：當我們寫下這個關系的時候已經默認，兩個參照系對空間的度量標準是一樣的。如果再假定兩個參照系對時間的度量標準相同，就可以在上述關系的兩邊同時對時間求一階導數，得到在兩個參照系中測得的粒子的運動速度之間的變換關系：式中 是在 中測得的粒子的運動速度， 是在 中測得的粒子的運動速度， 是 相對于 的速度。對速度的變換關系再求一階導數就得到加速度之間的變換關系：式中 是在 中測得的粒子的加速度， 是在 中測得的粒子的加速度， 是 相對于 的加速度。當兩個參照系之間有任意形式的相對運動時，上述變換關系是兩個參照系的運動學量滿足的普遍規則。不過，更常見的情況是兩個參照系之間相互做勻速直線運動這種特例。對于這種特例情況，基于運動的相對性，通常假設參照系 靜止，參照系 以速率 運動，取沿相對速度的方向為 軸和 軸，并且 軸和 軸重合， 軸和 軸平行， 軸和 軸平行。在坐標系的這種選擇下，再假定在初始時刻 ，兩個參照系的原點重合。于是，在任意時刻 ，參照系 的原點在參照系 中的 坐標為 ，一個位于空間中任意點的粒子在兩個參照系中的位置坐標滿足如下關系：變換關系 (1) 被稱為伽利略變換。對伽利略變換取時間的一階導數，就得到伽利略速度變換公式：從加速度的一般變換關系得到，當兩個參照系相對做勻速直線運動時， 相對于 的加速度等于零。于是，在兩個參照系中測得的粒子的加速度相等。也就是說，粒子的加速度與參照系無關，這個結論在物理學中有重大意義。
注意到上述變換關系成立的前提是，對空間和時間的度量標準與參照系無關，這是從運動學層面對參照系之間的變換假設的前提條件。如果再從動力學的層面假設，對同一個粒子，在兩個參照系中測得的質量相等：，即對物體內部物質含量的度量與參照系無關，或者說與物體是否運動無關，那么，結合加速度與參照系無關這個變換關系，立刻可以得到 。另一方面，經驗告訴我們，粒子所受的力與參照系無關：。比如說，無論你在地面上還是在勻速行駛的列車上，向前后左右各個方向行走所耗費的精力是一樣的。把力的等價關系與加速度的等價關系聯合起來，馬上可以得到：這個結果顯示，在兩個參照系中，物體受力運動所遵從的規律是一樣的。 在討論慣性定律的問題中，我們引入了慣性參照系的概念：一個慣性參照系就是慣性定律在其中成立的參照系，是一個沒有加速度的參照系，所有的慣性參照系相互做相對勻速直線運動。也可以從牛頓運動定律出發定義慣性參照系：如果牛頓運動定律在一個參照系中成立，這個參照系就被稱為慣性參照系，簡稱慣性系。其實，慣性定律是牛頓運動定律的一個特例，因此，慣性系的這兩種定義方式是等價的，從牛頓運動定律出發給出的定義具有更廣的適用范圍。 公式 (3) 顯示，牛頓運動定律在慣性參照系中具有普適性。如果把這種普適性進一步拓展到所有力學定律，就得到了一條反映自然本性的重要的法則：在所有相互做相對勻速直線運動的參照系中，力學定律取相同的形式。用更為學究式的語言說就是，力學定律對所有慣性系具有普適性。由于伽利略最先闡述了這條自然法則，因此，習慣上把它稱為伽利略相對性原理，公式 (1) 和公式 (2) 是這個原理的數學表述。 力學定律在所有慣性系中有相同的形式，這意味著對力學定律而言，所有慣性系都是平權的。于是，在任何一個慣性系中，只要不借助參照系外部的事物做參考，就不可能通過力學實驗給出的結果判斷該慣性系的運動狀態。 伽利略相對性原理把慣性系的平權性局限在力學范疇，20世紀初，愛因斯坦在伽利略相對性原理的基礎上，把慣性系的平權性拓展到所有物理定律，建立起狹義相對論。狹義相對論是一個比牛頓力學適用范圍更廣的理論，牛頓力學只適用于物體做低速運動的情形，而狹義相對論則適用于以光速為上限的所有速度的運動。
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