श्वार्ज़स्चिल्ड जियोडेसिक्स

सामान्य सापेक्षता में, श्वार्ज़स्चिल्ड जियोडेसिक्स एक केंद्रीय निश्चित द्रव्यमान $M,$ के गुरुत्वाकर्षण क्षेत्र में परीक्षण कणों की गति का वर्णन करता है अर्थात्, श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक में गति। आइंस्टीन के सामान्य सापेक्षता सिद्धांत के सामान्य सापेक्षता के परीक्षण में श्वार्ज़स्चिल्ड जियोडेसिक्स महत्वपूर्ण रहा है। उदाहरण के लिए, वे सौर मंडल में ग्रहों की असामान्य पूर्वता और गुरुत्वाकर्षण द्वारा प्रकाश के विक्षेपण की स्पष्ट भविष्यवाणी प्रदान करते हैं।

श्वार्ज़स्चिल्ड जियोडेसिक्स मात्र इतने छोटे द्रव्यमान के कणों की गति से संबंधित होताहै कि वे गुरुत्वाकर्षण क्षेत्र में बहुत कम योगदान देते हैं। यद्यपि, वे कई खगोलभौतिकी परिदृश्यों में अत्यधिक स्पष्ट होताहैं, परंतु $m$ केंद्रीय द्रव्यमान $M$  से कई गुना छोटा होता है, उदाहरण के लिए, अपने तारे की परिक्रमा करने वाले ग्रहों के लिए। श्वार्ज़स्चिल्ड जियोडेसिक्स भी एकपक्षीय द्रव्यमान के दो पिंडों की सापेक्ष गति का एक अच्छा प्राक्कलन होता है, परंतु श्वार्ज़स्चिल्ड द्रव्यमान $M$  दो अलग-अलग द्रव्यमानों  $m_1$  और $m_2$  के योग के समान किया जाता है।  सामान्य सापेक्षता में द्विआधारी तारों की गति की भविष्यवाणी करने में यह महत्वपूर्ण होता है।

ऐतिहासिक संदर्भ
श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक का नाम इसके अन्वेषक कार्ल श्वार्ज़स्चिल्ड के सम्मान में रखा गया है, जिन्होंने आइंस्टीन के सामान्य सापेक्षता के सिद्धांत के प्रकाशन के लगभग एक महीने पश्चात् ही 1915 में इसका समाधान ढूंढ लिया था। यह तुच्छ मिन्कोवस्की स्पेसटाइम के अतिरिक्त आइंस्टीन क्षेत्र समीकरणों का पहला स्पष्ट समाधान था।

1931 में, युसुके हागिवारा ने एक पेपर प्रकाशित किया जिसमें दिखाया गया कि श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक में एक परीक्षण कण के प्रक्षेपवक्र को अण्डाकार कार्यों के संदर्भ में व्यक्त किया जा सकता है।

1949 में सैमुअल कपलान ने दिखाया कि श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक में गोलाकार कक्षा के स्थिर होने के लिए एक न्यूनतम त्रिज्या उपस्थित होती है।

श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक
आइंस्टीन क्षेत्र समीकरणों का एक स्पष्ट समाधान श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक होता है, जो एक अनावेशित, गैर-घूर्णन, गोलाकार रूप से सममित द्रव्यमान $M$ वाले पिंड के बाहरी गुरुत्वाकर्षण क्षेत्र के समरूप होता है। श्वार्ज़स्चिल्ड समाधान को इस प्रकार लिखा जा सकता है



c^2 {d \tau}^{2} = \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} dt^{2} - \frac{dr^{2}}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} - r^{2} d\theta^{2} - r^{2} \sin^{2} \theta \, d\varphi^{2} $$ जहाँ
 * $$\tau$$ छोटे धनात्मक द्रव्यमान के एक परीक्षण कण की स्थिति में, उचित समय (कण के साथ चलती घड़ी द्वारा मापा गया समय) सेकंड में होता है,
 * $$c$$ प्रकाश की गति प्रति सेकंड मीटर में है,
 * $$t$$ $$r > r_\text{s}$$के लिए है, समय निर्देशांक (अनंत पर स्थिर घड़ी द्वारा मापा गया समय) सेकंड में,
 * $$r$$ $$r > r_\text{s}$$के लिए है, रेडियल निर्देशांक (तारे पर केन्द्रित एक वृत्त की परिधि को विभाजित किया गया है $$2\pi$$) मीटर में,
 * $$\theta$$ रेडियन में कोलैटिट्यूड (उत्तर से कोण) है,
 * $$\varphi$$ रेडियन में देशांतर है, और
 * $$r_\text{s}$$ विशाल पिंड का श्वार्जस्चिल्ड त्रिज्या (मीटर में) है, जो उसके द्रव्यमान $M$ से संबंधित होता है

r_\text{s} = \frac{2GM}{c^{2}}, $$
 * जहाँ $G$ गुरुत्वाकर्षण स्थिरांक होता है। गुरुत्वाकर्षण का मौलिक न्यूटोनियन सिद्धांत सीमा में पुनः प्राप्त हो जाता है क्योंकि अनुपात $\frac{r_\text{s}}{r}$  शून्य हो जाता है। उस सीमा में, मीट्रिक विशेष सापेक्षता द्वारा परिभाषित सीमा पर वापस आ जाता है।

व्यवहार में, यह अनुपात लगभग हमेशा बेहद छोटा होता है। उदाहरण के लिए, श्वार्ज़स्चिल्ड त्रिज्या $r_\text{s}$ पृथ्वी का क्षेत्रफल लगभग 9 मिमी ($3/8$ इंच); पृथ्वी की सतह पर, न्यूटोनियन गुरुत्वाकर्षण में सुधार एक अरब में मात्र एक हिस्सा है। सूर्य की श्वार्ज़स्चिल्ड त्रिज्या बहुत बड़ी है, लगभग 2953 मीटर, लेकिन इसकी सतह पर, अनुपात $\frac{r_\text{s}}{r}$  एक मिलियन में लगभग 4 भाग होते हैं। एक सफ़ेद बौना तारा बहुत अधिक सघन होता है, लेकिन यहाँ भी इसकी सतह पर अनुपात एक मिलियन में लगभग 250 भाग होता है। अनुपात मात्र न्यूट्रॉन स्टार (जहां अनुपात लगभग 50% है) और ब्लैक होल जैसी अति-सघन वस्तुओं के करीब ही बड़ा हो जाता है।

परीक्षण कणों की कक्षाएँ
हम विचार से एक चर को हटाने के लिए समरूपता का उपयोग करके समस्या को सरल बना सकते हैं। चूंकि श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक लगभग सममित है $\theta = \frac{\pi}{2}$, कोई भी जियोडेसिक जो उस विमान में चलना शुरू करता है वह अनिश्चित काल तक उस विमान में रहेगा (प्लेन पूरी तरह से जियोडेसिक है)। इसलिए, हम समन्वय प्रणाली को उन्मुख करते हैं ताकि कण की कक्षा उस विमान में स्थित हो, और इसे ठीक करें $\theta$ होने के लिए समन्वय करें $\frac{\pi}{2}$  ताकि मीट्रिक (इस विमान का) सरल हो जाए



c^2 d \tau^{2} = \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} dt^{2} - \frac{dr^{2}}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} - r^{2} d\varphi^{2}. $$ गति के दो स्थिरांक (मान जो उचित समय के साथ नहीं बदलते हैं $$\tau$$) की पहचान की जा सकती है (सीएफ. व्युत्पत्ति को #लैग्रेंजियन दृष्टिकोण दिया गया है)। एक है समग्र ऊर्जा $E$ :

\left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} = \frac{E}{m c^{2}}. $$ और दूसरा विशिष्ट सापेक्ष कोणीय गति है:

h = \frac{L}{\mu} = r^{2} \frac{d\varphi}{d\tau}, $$ कहाँ $L$ दोनों पिंडों का कुल कोणीय संवेग है, और $\mu$  कम हुआ द्रव्यमान है. कब $M \gg m$, घटा हुआ द्रव्यमान लगभग समान है $m$. कभी-कभी ऐसा मान लिया जाता है $m = \mu$. बुध ग्रह (ग्रह) के मामले में यह सरलीकरण सापेक्षतावादी प्रभाव से दोगुने से भी अधिक बड़ी त्रुटि उत्पन्न करता है। भूगणित विज्ञान पर चर्चा करते समय, $m$ काल्पनिक माना जा सकता है, और जो मायने रखता है वह है स्थिरांक $\frac{E}{m}$  और $h$. सभी संभावित जियोडेसिक्स को कवर करने के लिए, हमें ऐसे मामलों पर विचार करने की आवश्यकता है $\frac{E}{m}$ अनंत है (फोटॉन के प्रक्षेप पथ दे रहा है) या काल्पनिक संख्या (tachionic जियोडेसिक्स के लिए)। फोटोनिक मामले के लिए, हमें दो स्थिरांकों के अनुपात के अनुरूप एक संख्या भी निर्दिष्ट करने की आवश्यकता है $\frac{mh}{E}$, जो शून्य या गैर-शून्य वास्तविक संख्या हो सकती है।

इन स्थिरांकों को श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक की परिभाषा में प्रतिस्थापित करना



c^{2} = \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} \left( \frac{dt}{d\tau} \right)^{2} - \frac{1}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} - r^{2} \left( \frac{d\varphi}{d\tau} \right)^{2}, $$ उचित समय के फलन के रूप में त्रिज्या के लिए गति का एक समीकरण उत्पन्न करता है $\tau$ :



\left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} = \frac{E^{2}}{m^{2}c^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( c^{2} + \frac{h^{2}}{r^{2}} \right). $$ इसका औपचारिक समाधान है



\tau = \int \frac{dr}{\pm\sqrt{\frac{E^{2}}{m^{2}c^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( c^{2} + \frac{h^{2}}{r^{2}} \right)}}. $$ ध्यान दें कि टैकियोनिक जियोडेसिक्स के लिए वर्गमूल काल्पनिक होगा।

के बीच उच्चतर संबंध का उपयोग करना $\frac{dt}{d\tau}$ और $E$, हम भी लिख सकते हैं



t = \int \frac{dr}{\pm c\left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right)\sqrt{1 - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( c^{2} + \frac{h^{2}}{r^{2}}\right)\frac{m^2 c^2}{E^2}}}. $$ चूँकि स्पर्शोन्मुख रूप से समाकलन व्युत्क्रमानुपाती होता है $r - r_\text{s}$, इससे पता चलता है कि $r, \theta, \varphi, t$ संदर्भ का ढाँचा यदि $r$  दृष्टिकोण $r_\text{s}$  यह उस तक पहुंचे बिना ही तेजी से ऐसा करता है। यद्यपि, के एक कार्य के रूप में $\tau$ , $r$  पहुँचता है $r_\text{s}$.

उपरोक्त समाधान मान्य हैं जबकि समाकलन परिमित है, लेकिन कुल समाधान में दो या अनंत टुकड़े शामिल हो सकते हैं, प्रत्येक को समाकलन द्वारा वर्णित किया गया है लेकिन वर्गमूल के लिए वैकल्पिक संकेतों के साथ।

कब $E = mc^2$ और $h = 0$, हम इसका समाधान कर सकते हैं $t$  और $\tau$  स्पष्ट रूप से:


 * $$\begin{align}

t &= \text{constant} \pm \frac{r_\text{s}}c\left(\frac{2}{3}\left(\frac r{r_\text{s}}\right)^\frac{3}{2} + 2\sqrt{\frac r{r_\text{s}}} + \ln\frac{\left|\sqrt{\frac{r}{r_\text{s}}} - 1\right|}{\sqrt{\frac{r}{r_\text{s}}} + 1}\right) \\ \tau &= \text{constant}\pm\frac{2}{3}\frac{r_\text{s}}c\left(\frac r{r_\text{s}}\right)^\frac{3}{2} \end{align}$$ और फोटोनिक जियोडेसिक्स के लिए ($m = 0$ ) शून्य कोणीय गति के साथ


 * $$\begin{align}

t &= \text{constant} \pm \frac{1}{c}\left(r + r_\text{s}\ln\left|\frac{r}{r_\text{s}} - 1\right|\right) \\ \tau &= \text{constant}. \end{align}$$ (हालांकि फोटोनिक मामले में उचित समय तुच्छ है, कोई एक एफ़िन पैरामीटर को परिभाषित कर सकता है $\lambda$, और फिर जियोडेसिक समीकरण का समाधान है $r = c_1\lambda + c_2$ .)

दूसरा समाधान योग्य मामला वह है जिसमें $E = 0$ और $t$  और $\varphi$  स्थिर हैं. मात्रा में कहाँ $r < r_\text{s}$ इससे उचित समय मिलता है


 * $$\tau=\text{constant}\pm\frac{r_\text{s}}c\left(\arcsin\sqrt{\frac r{r_\text{s}}}-\sqrt{\frac r{r_\text{s}}\left(1-\frac r{r_\text{s}}\right)}\right).$$

यह समाधान के करीब है $\frac{E^2}{m^2}$ छोटा और सकारात्मक. के बाहर $r_\text{s}$ $E = 0$  समाधान टैच्योनिक है और उचित समय अंतरिक्ष जैसा है:


 * $$\tau=\text{constant}\pm i\frac{r_\text{s}}c\left(\ln\left(\sqrt{\frac r{r_\text{s}}}+\sqrt{\frac r{r_\text{s}}-1}\right)+\sqrt{\frac r{r_\text{s}}\left(\frac r{r_\text{s}}-1\right)}\right).$$

यह अन्य टैच्योनिक समाधानों के करीब है $\frac{E^2}{m^2}$ छोटा और नकारात्मक. अटल $t$ टैच्योनिक जियोडेसिक बाहर $r_\text{s}$  एक स्थिरांक द्वारा जारी नहीं है $t$  अंदर जियोडेसिक $r_\text{s}$, बल्कि एक समानांतर बाहरी क्षेत्र में जारी है (क्रुस्कल-सेकेरेस निर्देशांक देखें)। अन्य टैकियोनिक समाधान ब्लैक होल में प्रवेश कर सकते हैं और समानांतर बाहरी क्षेत्र में फिर से बाहर निकल सकते हैं। अटल $t$  घटना क्षितिज के अंदर समाधान ($r_\text{s}$ ) एक स्थिरांक द्वारा जारी है $t$  एक सफेद छेद में समाधान.

जब कोणीय संवेग शून्य न हो तो हम उचित समय पर निर्भरता को कोण पर निर्भरता से बदल सकते हैं $\varphi$ की परिभाषा का उपयोग करना $h$

\left( \frac{dr}{d\varphi} \right)^{2} = \left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} \left( \frac{d\tau}{d\varphi} \right)^{2} = \left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} \left( \frac{ r^{2}}{h} \right)^{2}, $$ जो कक्षा के लिए समीकरण उत्पन्न करता है

\left( \frac{dr}{d\varphi} \right)^{2} = \frac{r^{4}}{b^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( \frac{r^{4}}{a^{2}} + r^{2} \right) $$ जहां, संक्षिप्तता के लिए, दो लंबाई-पैमाने, $a$ और $b$, द्वारा परिभाषित किया गया है
 * $$\begin{align}

a &= \frac{h}{c}, \\ b &= \frac{cL}{E} = \frac{hmc}E. \end{align}$$ ध्यान दें कि टैच्योनिक मामले में, $a$ काल्पनिक होगा और $b$  वास्तविक या अनंत.

यही समीकरण लैग्रेंजियन यांत्रिकी का उपयोग करके भी प्राप्त किया जा सकता है या हैमिल्टन-जैकोबी समीकरण (देखें कक्षा समीकरण की #वैकल्पिक व्युत्पत्ति)। कक्षा समीकरण का हल है



\varphi = \int \frac{dr}{\pm r^{2} \sqrt{\frac{1}{b^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( \frac{1}{a^{2}} + \frac{1}{r^{2}} \right)}}. $$ इसे वीयरस्ट्रैस के अण्डाकार कार्यों के संदर्भ में व्यक्त किया जा सकता है $\wp$.

स्थानीय और विलंबित वेग
मौलिक यांत्रिकी के विपरीत, श्वार्ज़स्चिल्ड में निर्देशांक होते हैं $\frac{{\rm d}r}{{\rm d}\tau}$ और $r\ \frac{{\rm d}\varphi}{{\rm d}\tau}$  रेडियल नहीं हैं $v_{\parallel}$  और अनुप्रस्थ $v_{\perp}$  स्थानीय वेग के घटक $v$  (एक स्थिर पर्यवेक्षक के सापेक्ष), इसके बजाय वे उचित वेग के लिए घटक देते हैं जो संबंधित हैं $v$  द्वारा


 * $$\frac{{\rm d}r}{{\rm d}\tau} = v_\parallel \sqrt{1 - \frac{r_\text{s}}{r}}\ \gamma$$

रेडियल और के लिए


 * $$\frac{{\rm d}\varphi}{{\rm d}\tau} = \frac{v_{\perp}}{r} \ \gamma$$

गति के अनुप्रस्थ घटक के लिए, के साथ $v^2 = v_{\parallel}^2 + v_{\perp}^2$. घटनास्थल से दूर समन्वयित मुनीम शापिरो देरी|शापिरो-विलंबित वेग का निरीक्षण करता है $\hat{v}$, जो संबंध द्वारा दिया गया है


 * $${\hat v}_{\perp} = v_{\perp}\sqrt{1 - \frac{r_\text{s}}{r}}$$ और $${\hat v}_{\parallel} = v_{\parallel}\left(1 - \frac{r_\text{s}}{r}\right)$$.

मुनीम और गतिशील परीक्षण-कण के बीच समय फैलाव कारक को भी फॉर्म में रखा जा सकता है


 * $$\frac{{\rm d}\tau}{{\rm d}t} = \frac{\sqrt{1 - \frac{r_\text{s}}{r}}}{\gamma}$$

जहां अंश गुरुत्वाकर्षण है, और हर समय फैलाव का गतिक घटक है। अनंत से गिरने वाले कण के लिए बायाँ कारक दाएँ कारक के समान होता है, क्योंकि गिरने का वेग $v$ पलायन वेग से मेल खाता है $c \sqrt{\frac{r_\text{s}}{r}}$  इस मामले में।

दो स्थिरांक कोणीय गति $L$ और कुल ऊर्जा $E$  द्रव्यमान के साथ एक परीक्षण-कण का $m$  के संदर्भ में हैं $v$
 * $$L = m\ v_{\perp}\ r\ \gamma$$

और


 * $$E = m c^2 \ \sqrt{1 - \frac{r_\text{s}}{r}}\ \gamma$$

कहाँ


 * $$E = E_{\rm rest} + E_{\rm kin} + E_{\rm pot}$$

और


 * $$E_{\rm rest} = m c^2\ ,\ \ E_{\rm kin} = (\gamma - 1)mc^2\ ,\ \ E_{\rm pot} = \left(\sqrt{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} - 1\right)\ \gamma\ m c^2$$

बड़े पैमाने पर परीक्षण कणों के लिए $\gamma$ लोरेंत्ज़ कारक है $\gamma = 1/\sqrt{1 - v^2/c^2}$  और $\tau$  यह उचित समय है, जबकि फोटॉन जैसे द्रव्यमान रहित कणों के लिए $\gamma$  इसके लिए सेट है $1$  और $\tau$  एफ़िन पैरामीटर की भूमिका लेता है। यदि कण द्रव्यमान रहित है $E_{\rm rest}$  से प्रतिस्थापित कर दिया गया है $E_{\rm kin}$  और $m c^2$  साथ $h f$, कहाँ $h$  प्लैंक स्थिरांक है और $f$  स्थानीय रूप से देखी गई आवृत्ति।

अण्डाकार फ़ंक्शंस का उपयोग करके स्पष्ट समाधान
कक्षा के मूलभूत समीकरण को हल करना आसान है यदि इसे व्युत्क्रम त्रिज्या के रूप में व्यक्त किया जाता है $u = \frac{1}{r}$

\left( \frac{du}{d\varphi} \right)^{2} = \frac{1}{b^{2}} - \left( 1 - u r_\text{s} \right) \left( \frac{1}{a^{2}} + u^{2} \right) $$ इस समीकरण का दाहिना भाग एक घन फलन है, जिसमें फलन के तीन मूल होते हैं, जिन्हें यहाँ इस प्रकार दर्शाया गया है $u_1$, $u_2$ , और $u_3$

\left( \frac{du}{d\varphi} \right)^{2} = r_\text{s} \left( u - u_{1} \right)  \left( u - u_{2} \right)  \left( u - u_{3} \right) $$ तीन मूलों का योग गुणांक के समान होता है $u^2$ अवधि



u_{1} + u_{2} + u_{3} = \frac{1}{r_\text{s}} $$ वास्तविक गुणांक वाले एक घन बहुपद में या तो तीन वास्तविक जड़ें हो सकती हैं, या एक वास्तविक जड़ और दो जटिल संयुग्मी जड़ें हो सकती हैं। यदि तीनों मूल वास्तविक संख्याएँ हैं, तो मूलों को इस प्रकार लेबल किया जाता है $u_1 < u_2 < u_3$. यदि इसके स्थान पर मात्र एक ही वास्तविक जड़ है, तो उसे इस रूप में दर्शाया जाता है $u_3$ ; जटिल संयुग्मी जड़ों को लेबल किया गया है $u_1$ और $u_2$. डेसकार्टेस के संकेतों के नियम का उपयोग करते हुए, अधिकतम एक नकारात्मक मूल हो सकता है; $u_1$ नकारात्मक है यदि और मात्र यदि $b < a$. जैसा कि नीचे चर्चा की गई है, जड़ें संभावित कक्षाओं के प्रकार निर्धारित करने में उपयोगी होती हैं।

जड़ों के इस लेबलिंग को देखते हुए, मौलिक कक्षीय समीकरण का समाधान है



u = u_{1} + \left( u_{2} - u_{1} \right) \, \mathrm{sn}^{2}\left( \frac{1}{2} \varphi \sqrt{r_\text{s} \left( u_{3} - u_{1} \right)} + \delta \right) $$ कहाँ $\mathrm{sn}$ का प्रतिनिधित्व करता है sinus amplitudinus फ़ंक्शन (जेकोबी अण्डाकार फ़ंक्शंस में से एक) और $\delta$  प्रारंभिक स्थिति को प्रतिबिंबित करने वाला एकीकरण स्थिरांक है। अण्डाकार मापांक $k$  इस अण्डाकार फ़ंक्शन को सूत्र द्वारा दिया गया है



k = \sqrt{\frac{u_{2} - u_{1}}{u_{3} - u_{1}}} $$

न्यूटोनियन सीमा
ग्रहों की कक्षाओं के लिए न्यूटोनियन समाधान को पुनर्प्राप्त करने के लिए, व्यक्ति श्वार्ज़स्चिल्ड त्रिज्या के रूप में सीमा लेता है $r_\text{s}$ शून्य हो जाता है. इस मामले में, तीसरी जड़ $u_3$ मोटे तौर पर हो जाता है $\frac{1}{r_\text{s}}$, और उससे भी बहुत बड़ा $u_1$  या $u_2$. इसलिए, मापांक $k$ शून्य हो जाता है; उस सीमा में, $\mathrm{sn}$  त्रिकोणमितीय फलन बन जाता है



u = u_{1} + \left( u_{2} - u_{1} \right) \, \sin^{2}\left( \frac{1}{2} \varphi + \delta \right) $$ ग्रहों की गति के लिए न्यूटन के समाधान के अनुरूप, यह सूत्र विलक्षणता के एक फोकल शंकु का वर्णन करता है $e$

e = \frac{u_{2} - u_{1}}{u_{2} + u_{1}} $$ अगर $u_1$ एक धनात्मक वास्तविक संख्या है, तो कक्षा एक दीर्घवृत्त है $u_1$  और $u_2$  क्रमशः सबसे दूर और निकटतम दृष्टिकोण की दूरी का प्रतिनिधित्व करते हैं। अगर $u_1$  शून्य या ऋणात्मक वास्तविक संख्या है, कक्षा क्रमशः एक परवलय या अतिपरवलय है। इन बाद के दो मामलों में, $u_2$  निकटतम दृष्टिकोण की दूरी का प्रतिनिधित्व करता है; चूँकि कक्षा अनंत तक जाती है ($u = 0$ ), सबसे दूर के दृष्टिकोण की कोई दूरी नहीं है।

संभावित कक्षाओं की जड़ें और अवलोकन
जड़ कक्षा के एक बिंदु का प्रतिनिधित्व करती है जहां व्युत्पन्न गायब हो जाता है, यानी, जहां $\frac{du}{d\phi} = 0$. ऐसे मोड़ पर, $u$ दूसरे व्युत्पन्न के मूल्य के आधार पर अधिकतम, न्यूनतम या विभक्ति बिंदु तक पहुंचता है, जो सूत्र द्वारा दिया गया है



\frac{d^{2}u}{d\varphi^{2}} = \frac{r_\text{s}}{2} \left[ \left( u - u_{2} \right)  \left( u - u_{3} \right)   +  \left( u - u_{1} \right)  \left( u - u_{3} \right)   +  \left( u - u_{1} \right)  \left( u - u_{2} \right)  \right] $$ यदि सभी तीन मूल अलग-अलग वास्तविक संख्याएँ हैं, तो दूसरा व्युत्पन्न सकारात्मक, नकारात्मक और यू पर सकारात्मक है1, में2, और आप3, क्रमश। इसका तात्पर्य यह है कि यू बनाम φ का ग्राफ या तो यू के बीच दोलन कर सकता है1 और आप2, या यह आपसे दूर जा सकता है3 अनंत की ओर (जो r के शून्य की ओर जाने से मेल खाता है)। अगर तुम1 नकारात्मक है, तो दोलन का मात्र एक भाग ही वास्तव में घटित होगा। यह कण के अनंत से आने, केंद्रीय द्रव्यमान के निकट पहुंचने और फिर मौलिक समाधान में अतिशयोक्तिपूर्ण प्रक्षेपवक्र की तरह फिर से अनंत की ओर बढ़ने से मेल खाता है।

यदि कण में उसके कोणीय संवेग के लिए ऊर्जा की सही मात्रा है, तो यू2 और आप3 विलीन हो जायेगा. इस मामले में तीन समाधान हैं. कक्षा में सर्पिलाकार हो सकता है $r = \frac{1}{u_2} = \frac{1}{u_3}$, उस त्रिज्या के पास (स्पर्शोन्मुख रूप से) φ में घटते घातांक के रूप में, $\tau$ , या $t$. या उस त्रिज्या पर एक गोलाकार कक्षा हो सकती है। या किसी की एक कक्षा हो सकती है जो उस त्रिज्या से केंद्रीय बिंदु तक नीचे की ओर सर्पिल होती है। प्रश्न में त्रिज्या को आंतरिक त्रिज्या कहा जाता है और यह बीच में है $\frac{3}{2}$ और 3 बार आरs. एक वृत्ताकार कक्षा भी तब फलित होती है जब $u_2$ के समान है $u_1$, और इसे बाहरी त्रिज्या कहा जाता है। इन विभिन्न प्रकार की कक्षाओं की चर्चा नीचे की गई है।

यदि कण पर्याप्त ऊर्जा और पर्याप्त कम कोणीय गति के साथ केंद्रीय द्रव्यमान पर आता है तभी $u_1$ वास्तविक होगा. यह कण के ब्लैक होल में गिरने से मेल खाता है। कक्षा φ में एक सीमित परिवर्तन के साथ सर्पिल होती है।

कक्षाओं का पूर्वगमन
फ़ंक्शन एसएन और इसका वर्ग एसएन2 की अवधि क्रमशः 4K और 2K है, जहां K को समीकरण द्वारा परिभाषित किया गया है

K = \int_0^1 \frac{dy}{\sqrt{\left( 1 - y^2 \right) \left( 1 - k^2 y^2 \right)}} $$ इसलिए, एक दोलन पर φ में परिवर्तन $u$ (या, समकक्ष, एक दोलन $r$ ) समान है

\Delta\varphi = \frac{4K}{\sqrt{r_\text{s} \left(u_3 - u_1\right)}} $$ मौलिक सीमा में, यू3 दृष्टिकोण $\frac{1}{r_\text{s}}$ और उससे बहुत बड़ा है $u_1$  या $u_2$. इस तरह, $k^2$ लगभग है

k^2 = \frac{u_2 - u_1}{u_3 - u_1} \approx r_\text{s} \left(u_2 - u_1\right) \ll 1 $$ उन्हीं कारणों से, Δφ का हर लगभग है



\frac{1}{\sqrt{r_\text{s} \left(u_3 - u_1\right)}} = \frac{1}{\sqrt{1 - r_\text{s} \left(2u_1 + u_2\right)}} \approx 1 + \frac{1}{2} r_\text{s} \left(2u_1 + u_2\right) $$ मापांक के बाद से $k$ शून्य के करीब है, अवधि K को घातों में विस्तारित किया जा सकता है $k$ ; निम्नतम क्रम तक, यह विस्तार उपज देता है



K \approx \int_0^1 \frac{dy}{\sqrt{1 - y^2}} \left( 1 + \frac{1}{2} k^2 y^2 \right) = \frac{\pi}{2} \left( 1 + \frac{k^2}{4} \right) $$ इन सन्निकटनों को Δφ के सूत्र में प्रतिस्थापित करने से प्रति रेडियल दोलन कोणीय अग्रिम के लिए एक सूत्र प्राप्त होता है



\delta\varphi = \Delta\varphi - 2\pi \approx \frac{3}{2} \pi r_\text{s} \left( u_1 + u_2 \right) $$ एक अण्डाकार कक्षा के लिए, $u_1$ और $u_2$  क्रमशः सबसे लंबी और सबसे छोटी दूरी का व्युत्क्रम निरूपित करें। इन्हें दीर्घवृत्त अर्ध-प्रमुख अक्ष के संदर्भ में व्यक्त किया जा सकता है $A$  और इसकी कक्षीय विलक्षणता $e$ ,
 * $$\begin{align}

r_\text{max} &= \frac{1}{u_{1}} = A(1 + e) \\ r_\text{min} &= \frac{1}{u_{2}} = A(1 - e) \end{align}$$ दे रही है

u_1 + u_2 = \frac{2}{A\left( 1 - e^2 \right)} $$ की परिभाषा प्रतिस्थापित करना $r_\text{s}$ अंतिम समीकरण देता है

\delta\varphi \approx \frac{6\pi GM}{c^2 A\left( 1 - e^2 \right)} $$

गुरुत्वाकर्षण द्वारा प्रकाश का झुकना
सीमा में जैसे ही कण द्रव्यमान m शून्य पर जाता है (या, समतुल्य यदि प्रकाश सीधे केंद्रीय द्रव्यमान की ओर जा रहा है, जैसे लंबाई-पैमाने पर अनंत तक जाता है), कक्षा के लिए समीकरण बन जाता है



\varphi = \int \frac{dr}{r^{2} \sqrt{\frac{1}{b^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{1}{r^{2}}}} $$ की शक्तियों में विस्तार $\frac{r_\text{s}}{r}$, इस सूत्र में अग्रणी क्रम शब्द अनंत से आने वाले और अनंत तक वापस जाने वाले द्रव्यमान रहित कण के लिए प्राक्कलनित कोणीय विक्षेपण δφ देता है:



\delta \varphi \approx \frac{2r_\text{s}}{b} = \frac{4GM}{c^{2}b}. $$ यहाँ, $b$ प्रभाव पैरामीटर है, जो निकटतम दृष्टिकोण की दूरी से कुछ अधिक है, $r_3$ :

$$b = r_3\sqrt{\frac{r_3}{r_3 - r_\text{s}}}$$ यद्यपि यह सूत्र प्राक्कलनित है, अनुपात के छोटे होने के कारण, यह गुरुत्वाकर्षण लेंसिंग के अधिकांश मापों के लिए स्पष्ट है $\frac{r_\text{s}}{r}$. सूर्य की सतह पर पड़ने वाले प्रकाश के लिए, प्राक्कलनित कोणीय विक्षेपण चाप का लगभग 1.75 मिनट है, जो एक वृत्त का लगभग दस लाखवाँ भाग है।

प्रभावी रेडियल स्थितिज ऊर्जा
ऊपर दिए गए कण के लिए गति का समीकरण



\left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} = \frac{E^2}{m^2 c^2} - c^{2} + \frac{ r_\text{s} c^2}{r} - \frac{L^2}{ m\mu r^2 } + \frac{ r_\text{s} L^2 }{ m \mu r^3 } $$ श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक आर की परिभाषा का उपयोग करके फिर से लिखा जा सकता हैs जैसा



\frac{1}{2} m \left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} = \left[ \frac{E^2}{2 m c^2} - \frac{1}{2} m c^2 \right] + \frac{GMm}{r} - \frac{ L^2 }{ 2 \mu r^2 } + \frac{ G(M+m) L^2 }{c^2 \mu r^3}, $$ जो एक आयामी प्रभावी क्षमता में घूमने वाले कण के समान है



V(r) = -\frac{GMm}{r} + \frac{ L^2 }{ 2 \mu r^2 } - \frac{ G(M + m) L^2 }{ c^2 \mu r^3 } $$ पहले दो शब्द प्रसिद्ध मौलिक ऊर्जा हैं, पहला आकर्षक न्यूटोनियन गुरुत्वाकर्षण संभावित ऊर्जा और दूसरा प्रतिकारक केन्द्रापसारक बल के अनुरूप है। केन्द्रापसारक संभावित ऊर्जा; यद्यपि, तीसरा पद सामान्य सापेक्षता के लिए अद्वितीय एक आकर्षक ऊर्जा है। जैसा कि नीचे दिखाया गया है और लाप्लास-रंज-लेनज़ वेक्टर#विक्षुब्ध क्षमता के तहत विकास, यह व्युत्क्रम-घन ऊर्जा अण्डाकार कक्षाओं को एक कोण δφ प्रति क्रांति से धीरे-धीरे आगे बढ़ने का कारण बनती है

\delta \varphi \approx \frac{ 6\pi G(M+m) }{ c^2 A \left( 1 - e^{2} \right)} $$ कहाँ $A$ अर्ध-प्रमुख धुरी है और $e$  विलक्षणता है.

तीसरा कार्यकाल आकर्षक है और छोटे स्तर पर हावी है $r$ मान, एक महत्वपूर्ण आंतरिक त्रिज्या r दे रहे हैंinner जिस पर एक कण लगातार अंदर की ओर खींचा जाता है $r = 0$ ; यह आंतरिक त्रिज्या कण के प्रति इकाई द्रव्यमान के कोणीय संवेग या, समकक्ष, का एक कार्य है $a$  लंबाई-पैमाना ऊपर परिभाषित किया गया है।

वृत्ताकार कक्षाएँ और उनकी स्थिरता
प्रभावी क्षमता $V$ लंबाई के अनुसार पुनः लिखा जा सकता है $a = \frac{h}{c}$.



V(r) = \frac{ \mu c^{2}}{2} \left[ - \frac{r_\text{s}}{r} + \frac{a^{2}}{r^{2}} - \frac{r_\text{s} a^{2}}{r^{3}} \right] $$ प्रभावी बल शून्य होने पर वृत्ताकार कक्षाएँ संभव होती हैं



F = -\frac{dV}{dr} = -\frac{ \mu c^{2}}{2r^{4}} \left[ r_\text{s} r^{2} - 2a^{2} r + 3r_\text{s} a^{2} \right] = 0 $$ यानी, जब दो आकर्षक बल - न्यूटोनियन गुरुत्वाकर्षण (पहला पद) और सामान्य सापेक्षता (तीसरा पद) के लिए अद्वितीय आकर्षण - प्रतिकारक केन्द्रापसारक बल (दूसरा पद) द्वारा बिल्कुल संतुलित होते हैं। ऐसी दो त्रिज्याएँ हैं जिन पर यह संतुलन हो सकता है, जिन्हें यहाँ r के रूप में दर्शाया गया हैinner और आरouter
 * $$\begin{align}

r_\text{outer} &= \frac{a^{2}}{r_\text{s}} \left( 1 + \sqrt{1 - \frac{3r_\text{s}^{2}}{a^{2}}} \right) \\[3pt] r_\text{inner} &= \frac{a^{2}}{r_\text{s}} \left( 1 - \sqrt{1 - \frac{3r_\text{s}^{2}}{a^{2}}} \right) = \frac{3a^{2}}{r_\text{outer}} \end{align}$$ जो द्विघात समीकरण#द्विघात सूत्र और उसकी व्युत्पत्ति का उपयोग करके प्राप्त किए जाते हैं। आंतरिक त्रिज्या rinner अस्थिर है, क्योंकि जब r छोटा हो जाता है तो आकर्षक तीसरा बल अन्य दो बलों की तुलना में बहुत तेजी से मजबूत होता है; यदि कण r से थोड़ा अंदर की ओर फिसलता हैinner (जहां तीनों बल संतुलन में हैं), तीसरा बल अन्य दो पर हावी होता है और कण को ​​आर = 0 तक अनिवार्य रूप से अंदर की ओर खींचता है। बाहरी त्रिज्या पर, हालांकि, गोलाकार कक्षाएँ स्थिर होती हैं; तीसरा पद कम महत्वपूर्ण है और सिस्टम गैर-सापेक्षवादी केपलर समस्या की तरह अधिक व्यवहार करता है।

कब $a$ से बहुत अधिक है $r_\text{s}$  (मौलिक मामला), ये सूत्र लगभग बन जाते हैं


 * $$\begin{align}

r_\text{outer} &\approx \frac{2a^{2}}{r_\text{s}} \\[3pt] r_\text{inner} &\approx \frac{3}{2} r_\text{s} \end{align}$$

की परिभाषाओं को प्रतिस्थापित करना $a$ और आरs आर मेंouter द्रव्यमान के एक कण के लिए मौलिक सूत्र प्राप्त होता है $m$  किसी द्रव्यमान के पिंड की परिक्रमा करना $M$.



r_{\mathrm{outer}}^{3} = \frac{G(M+m)}{\omega_{\varphi}^{2}} $$ कहां ωφ कण की कक्षीय कोणीय गति है। यह सूत्र गैर-सापेक्षवादी यांत्रिकी में केन्द्रापसारक बल को न्यूटोनियन गुरुत्वाकर्षण बल के समान सेट करके प्राप्त किया जाता है:



\frac{GMm}{r^{2}} = \mu \omega_{\varphi}^{2} r $$ कहाँ $\mu$ कम हुआ द्रव्यमान है.

हमारे अंकन में, मौलिक कक्षीय कोणीय गति समान होती है



\omega_{\varphi}^{2} \approx \frac{GM}{r_{\mathrm{outer}}^{3}} = \left( \frac{r_\text{s} c^{2}}{2r_{\mathrm{outer}}^{3}} \right) = \left( \frac{r_\text{s} c^{2}}{2} \right) \left( \frac{r_\text{s}^{3}}{8a^{6}}\right) = \frac{c^{2} r_\text{s}^{4}}{16 a^{6}} $$ दूसरे चरम पर, जब ए23r के करीब पहुंचता हैs2ऊपर से, दो त्रिज्याएँ एक ही मान में परिवर्तित हो जाती हैं



r_{\mathrm{outer}} \approx r_{\mathrm{inner}} \approx 3 r_\text{s} $$ उपरोक्त द्विघात समीकरण#द्विघात सूत्र और इसकी व्युत्पत्ति यह सुनिश्चित करती है कि router सदैव 3r से बड़ा होता हैs, जबकि आरinner बीच मे स्थित $3/2$ आरs अर मेंs. वृत्ताकार कक्षाएँ से छोटी होती हैं $3/2$ आरs संभव नहीं हैं. द्रव्यमानहीन कणों के लिए, a अनंत तक जाता है, जिसका अर्थ है कि r पर फोटॉन के लिए एक गोलाकार कक्षा हैinner = $3/2$ आरs. इस त्रिज्या के गोले को कभी-कभी फोटॉन गोले के रूप में जाना जाता है।

अण्डाकार कक्षाओं का पूर्वगमन
इस रेडियल प्रभावी क्षमता वी का उपयोग करके कक्षीय पूर्वसर्ग दर प्राप्त की जा सकती है। त्रिज्या आर की गोलाकार कक्षा से एक छोटा रेडियल विचलनouter कोणीय आवृत्ति के साथ स्थिर रूप से दोलन करेगा



\omega_{r}^{2} = \frac{1}{m} \left[ \frac{d^{2}V}{dr^{2}} \right]_{r=r_{\mathrm{outer}}} $$ जो समान है



\omega_{r}^{2} = \left( \frac{c^{2} r_\text{s}}{2 r_{\mathrm{outer}}^{4}} \right) \left( r_{\mathrm{outer}} - r_{\mathrm{inner}}\right) = \omega_{\varphi}^{2} \sqrt{1 - \frac{3r_\text{s}^{2}}{a^{2}}} $$ दोनों पक्षों का वर्गमूल लेने और टेलर श्रृंखला विस्तार करने से परिणाम मिलते हैं



\omega_{r} = \omega_{\varphi} \left[ 1 - \frac{3r_\text{s}^{2}}{4a^{2}} + \mathcal{O}\left( \frac{r_\text{s}^{4}}{a^{4}} \right) \right] $$ एक क्रांति की अवधि T से गुणा करने पर प्रति क्रांति कक्षा की पूर्वता प्राप्त होती है



\delta \varphi = T \left( \omega_{\varphi} - \omega_{r} \right) \approx 2\pi \left( \frac{3r_\text{s}^{2}}{4a^{2}} \right) = \frac{3\pi m^{2} c^{2}}{2L^{2}} r_\text{s}^{2} $$ जहां हमने ω का उपयोग किया हैφटी = 2पी और लंबाई-पैमाने की परिभाषा ए। श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक आर की परिभाषा को प्रतिस्थापित करनाs देता है



\delta \varphi \approx \frac{3\pi m^{2} c^{2}}{2L^{2}} \left( \frac{4G^{2} M^{2}}{c^{4}} \right) = \frac{6\pi G^{2} M^{2} m^{2}}{c^{2} L^{2}} $$ लाप्लास-रंज-लेनज़ वेक्टर द्वारा संबंधित अण्डाकार कक्षा के अर्ध-अक्ष ए और विलक्षणता ई का उपयोग करके इसे सरल बनाया जा सकता है।



\frac{ h^2 }{ G(M+m) } = A \left( 1 - e^2 \right) $$ पुरस्सरण कोण देने के लिए



\delta \varphi \approx \frac{6\pi G(M+m)}{c^2 A \left( 1 - e^{2} \right)} $$

क्रिस्टोफ़ेल प्रतीक
श्वार्ज़स्चिल्ड-मीट्रिक के लिए गैर-लुप्त होने वाले क्रिस्टोफ़ेल प्रतीक हैं:
 * $$\begin{align}

\Gamma^t_{rt} = -\Gamma^r_{rr} &= \frac{r_\text{s}}{2r(r - r_\text{s})} \\[3pt] \Gamma^r_{tt} &= \frac{r_\text{s}(r - r_\text{s})}{2r^3} \\[3pt] \Gamma^r_{\phi\phi} &= (r_\text{s} - r)\sin^2(\theta) \\[3pt] \Gamma^r_{\theta\theta} &= r_\text{s} - r \\[3pt] \Gamma^\theta_{r\theta} = \Gamma^\phi_{r\phi} &= \frac{1}{r} \\[3pt] \Gamma^\theta_{\phi\phi} &= -\sin(\theta)\cos(\theta) \\[3pt] \Gamma^\phi_{\theta\phi} &= \cot(\theta) \end{align}$$

जियोडेसिक समीकरण
आइंस्टीन के सामान्य सापेक्षता सिद्धांत के अनुसार, नगण्य द्रव्यमान के कण अंतरिक्ष-समय में भूगणित के साथ यात्रा करते हैं। समतल अंतरिक्ष-समय में, गुरुत्वाकर्षण के स्रोत से दूर, ये भूगणित सीधी रेखाओं के अनुरूप होते हैं; यद्यपि, जब स्पेस-टाइम घुमावदार होता है तो वे सीधी रेखाओं से विचलित हो सकते हैं। जियोडेसिक रेखाओं के लिए समीकरण है

\frac{d^2x^{\lambda}}{d q^2} + \Gamma^{\lambda}_{\mu\nu} \frac{dx^{\mu}}{d q} \frac{dx^{\nu}}{dq} = 0 $$ जहां Γ क्रिस्टोफ़ेल प्रतीक और चर का प्रतिनिधित्व करता है $q$ अंतरिक्ष-समय, इसकी तथाकथित विश्व रेखा के माध्यम से कण के पथ को पैरामीट्रिज़ करता है। क्रिस्टोफ़ेल प्रतीक मात्र मीट्रिक टेंसर पर निर्भर करता है $g_{\mu\nu}$, या यों कहें कि यह स्थिति के साथ कैसे बदलता है। परिवर्तनशील $q$  उचित समय का एक अचर गुणज है $\tau$  समयबद्ध कक्षाओं के लिए (जो बड़े कणों द्वारा यात्रा की जाती हैं), और आमतौर पर इसे इसके समान माना जाता है। हल्के (या शून्य) कक्षाओं के लिए (जो फोटॉन जैसे द्रव्यमान रहित कणों द्वारा यात्रा की जाती हैं), उचित समय शून्य है और, सख्ती से बोलते हुए, चर के रूप में उपयोग नहीं किया जा सकता है $q$. फिर भी, प्रकाश-जैसी कक्षाओं को समय-समान कक्षाओं की अतिसापेक्षतावादी सीमा के रूप में प्राप्त किया जा सकता है, अर्थात, जब कण द्रव्यमान m अपनी कुल ऊर्जा को स्थिर रखते हुए शून्य हो जाता है तो सीमा शून्य हो जाती है।

इसलिए, किसी कण की गति को हल करने के लिए, सबसे सीधा तरीका जियोडेसिक समीकरण को हल करना है, जो आइंस्टीन द्वारा अपनाया गया एक दृष्टिकोण है। और दूसरे। श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक को इस प्रकार लिखा जा सकता है



c^{2}d\tau^{2} = w(r) c^2 dt^{2} - v(r) dr^{2} - r^{2} d\theta^{2} - r^{2} \sin^{2} \theta d\phi^{2} \,$$ जहां दोनों कार्य करते हैं $w(r) = 1 - \frac{r_\text{s}}{r}$ और यह पारस्परिक है $v(r)= \frac{1}{w(r)}$ संक्षिप्तता के लिए परिभाषित हैं. इस मीट्रिक से, क्रिस्टोफ़ेल प्रतीक $\Gamma_{\mu\nu}^{\lambda}$ गणना की जा सकती है, और परिणामों को जियोडेसिक समीकरणों में प्रतिस्थापित किया जा सकता है


 * $$\begin{align}

0 &= \frac{d^{2}\theta}{dq^{2}} + \frac{2}{r} \frac{d\theta}{dq} \frac{dr}{dq} - \sin \theta \cos \theta \left( \frac{d\phi}{dq} \right)^{2} \\[3pt] 0 &= \frac{d^{2}\phi}{dq^{2}} + \frac{2}{r} \frac{d\phi}{dq} \frac{dr}{dq} + 2 \cot \theta \frac{d\phi}{dq} \frac{d\theta}{dq} \\[3pt] 0 &= \frac{d^{2}t}{dq^{2}} + \frac{1}{w} \frac{dw}{dr} \frac{dt}{dq} \frac{dr}{dq} \\[3pt] 0 &= \frac{d^{2}r}{dq^{2}} - \frac{1}{v} \frac{dv}{dr} \left( \frac{dr}{dq} \right)^{2} - \frac{r}{v} \left( \frac{d\theta}{dq} \right)^{2} - \frac{r\sin^{2}\theta}{v} \left( \frac{d\phi}{dq} \right)^{2} + \frac{c^{2}}{2v} \frac{dw}{dr} \left( \frac{dt}{dq} \right)^{2} \end{align}$$ इसकी पुष्टि की जा सकती है $\theta = \frac{\pi}{2}$ इन चार समीकरणों में से पहले में प्रतिस्थापन द्वारा एक वैध समाधान है। समरूपता के अनुसार, कक्षा समतल होनी चाहिए, और हम समन्वय फ्रेम को व्यवस्थित करने के लिए स्वतंत्र हैं ताकि भूमध्यरेखीय तल कक्षा का समतल हो। यह $\theta$  समाधान दूसरे और चौथे समीकरण को सरल बनाता है।

दूसरे और तीसरे समीकरण को हल करने के लिए, उन्हें विभाजित करना पर्याप्त है $\frac{d\phi}{dq}$ और $\frac{dt}{dq}$, क्रमश।


 * $$\begin{align}

0 &= \frac{d}{dq} \left[ \ln \frac{d\phi}{dq} + \ln r^{2} \right] \\[3pt] 0 &= \frac{d}{dq} \left[ \ln \frac{dt}{dq} + \ln w \right], \end{align}$$ जो गति के दो स्थिरांक उत्पन्न करता है।

लैग्रेंजियन दृष्टिकोण
क्योंकि परीक्षण कण एक निश्चित मीट्रिक में जियोडेसिक्स का पालन करते हैं, उन कणों की कक्षाओं को विविधताओं की गणना का उपयोग करके निर्धारित किया जा सकता है, जिसे लैग्रेंजियन दृष्टिकोण भी कहा जाता है। अंतरिक्ष-समय में जियोडेसिक्स को ऐसे वक्रों के रूप में परिभाषित किया गया है, जिनके निर्देशांक में छोटे स्थानीय बदलाव (उनके समापन बिंदु की घटनाओं को स्थिर रखते हुए) उनकी समग्र लंबाई में कोई महत्वपूर्ण परिवर्तन नहीं करते हैं। इसे विविधताओं की गणना का उपयोग करके गणितीय रूप से व्यक्त किया जा सकता है



0 = \delta s = \delta \int ds = \delta \int \sqrt{g_{\mu\nu} \frac{dx^{\mu}}{d\tau} \frac{dx^{\nu}}{d\tau}} d\tau = \delta \int \sqrt{2T} d\tau $$ जहां τ उचित समय है, s = cτ अंतरिक्ष-समय में चाप-लंबाई है और T को इस प्रकार परिभाषित किया गया है



2T = c^{2} = \left( \frac{ds}{d\tau} \right)^{2} = g_{\mu\nu} \frac{dx^{\mu}}{d\tau} \frac{dx^{\nu}}{d\tau} = \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} \left( \frac{dt}{d\tau} \right)^{2} - \frac{1}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} - r^{2} \left( \frac{d\varphi}{d\tau} \right)^{2} $$ गतिज ऊर्जा के अनुरूप. यदि उचित समय के संबंध में व्युत्पन्न को संक्षिप्तता के लिए एक बिंदु द्वारा दर्शाया जाता है



\dot{x}^{\mu} = \frac{dx^{\mu}}{d\tau} $$ T को इस प्रकार लिखा जा सकता है



2T = c^{2} = \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} \left( \dot{t} \right)^{2} - \frac{1}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \left( \dot{r} \right)^{2} - r^{2} \left( \dot{\varphi} \right)^{2} $$ स्थिर कारक (जैसे कि सी या दो का वर्गमूल) परिवर्तनशील समस्या के उत्तर को प्रभावित नहीं करते हैं; इसलिए, अभिन्न के अंदर भिन्नता लेने से हैमिल्टन का सिद्धांत प्राप्त होता है



0 = \delta \int \sqrt{2T} d\tau = \int \frac{\delta T}{\sqrt{2T}} d\tau = \frac{1}{c} \delta \int T d\tau. $$ परिवर्तनशील समस्या का समाधान यूलर-लैग्रेंज समीकरण|लैग्रेंज समीकरण द्वारा दिया जाता है



\frac{d}{d\tau} \left(\frac{\partial T}{\partial \dot{x}^{\sigma}} \right) = \frac{\partial T}{\partial x^{\sigma}}. $$ जब t और φ पर लागू किया जाता है, तो ये समीकरण गति के दो स्थिरांक प्रकट करते हैं


 * $$\begin{align}

\frac{d}{d\tau} \left[ r^{2} \frac{d\varphi}{d\tau} \right] &= 0, \\ \frac{d}{d\tau} \left[ \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} \right] &= 0, \end{align}$$ जिसे दो स्थिर लंबाई-पैमाने के रूप में व्यक्त किया जा सकता है, $a$ और $b$
 * $$\begin{align}

r^{2} \frac{d\varphi}{d\tau} &= ac, \\ \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} &= \frac{a}{b}. \end{align}$$ जैसा कि #जियोडेसिक समीकरण में दिखाया गया है, श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक की परिभाषा में इन समीकरणों के प्रतिस्थापन से कक्षा के लिए समीकरण प्राप्त होता है।

हैमिल्टनियन दृष्टिकोण
एक लैग्रेंजियन समाधान को समतुल्य हैमिल्टनियन रूप में पुनर्निर्मित किया जा सकता है। इस मामले में, हैमिल्टनियन $$H$$ द्वारा दिया गया है



2 H = c^{2} = \frac{p_{t}^{2}}{c^{2} \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right)} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) p_{r}^{2} - \frac{p_{\theta}^{2}}{r^{2}} - \frac{p_{\varphi}^{2}}{r^{2}\sin^{2} \theta} $$ एक बार फिर, कक्षा को प्रतिबंधित किया जा सकता है $\theta = \frac{\pi}{2}$ समरूपता द्वारा. तब से $t$ और $\varphi$  हैमिल्टनियन में प्रकट नहीं होते, उनके संयुग्मी संवेग स्थिर होते हैं; उन्हें प्रकाश की गति के रूप में व्यक्त किया जा सकता है $c$  और दो स्थिर लंबाई-पैमाने $a$  और $b$
 * $$\begin{align}

p_{\varphi} &= -ac \\ p_{\theta} &= 0 \\ p_{t} &= \frac{ac^{2}}{b} \end{align}$$ उचित समय के संबंध में व्युत्पन्न दिए गए हैं


 * $$\begin{align}

\frac{dr}{d\tau} &= \frac{\partial H}{\partial p_{r}} = - \left(1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) p_{r} \\ \frac{d\varphi}{d\tau} &= \frac{\partial H}{\partial p_{\varphi}} = \frac{-p_{\varphi}}{r^{2}} = \frac{ac}{r^{2}} \\ \frac{dt}{d\tau} &= \frac{\partial H}{\partial p_{t}} = \frac{p_{t}}{c^{2} \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right)} = \frac{a}{b \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right)} \end{align}$$ पहले समीकरण को दूसरे से विभाजित करने पर कक्षीय समीकरण प्राप्त होता है



\frac{dr}{d\varphi} = - \frac{r^{2}}{ac} \left(1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) p_{r} $$ रेडियल गति पीr हैमिल्टनियन की स्थिरता का उपयोग करके आर के संदर्भ में व्यक्त किया जा सकता है $H = \frac{c^{2}}{2}$ ; इससे मौलिक कक्षीय समीकरण प्राप्त होता है



\left( \frac{dr}{d\varphi} \right)^{2} = \frac{r^{4}}{b^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( \frac{r^{4}}{a^{2}} + r^{2} \right) $$

हैमिल्टन-जैकोबी दृष्टिकोण
कक्षीय समीकरण हैमिल्टन-जैकोबी समीकरण से प्राप्त किया जा सकता है। इस दृष्टिकोण का लाभ यह है कि यह कण की गति को तरंग के प्रसार के समान करता है, और फ़र्मेट के सिद्धांत के माध्यम से, सामान्य सापेक्षता में गुरुत्वाकर्षण द्वारा प्रकाश के विक्षेपण की व्युत्पत्ति की ओर ले जाता है। मूल विचार यह है कि, समय की गुरुत्वाकर्षण धीमी गति के कारण, गुरुत्वाकर्षण द्रव्यमान के करीब तरंग-मोर्चे के हिस्से आगे दूर वाले हिस्सों की तुलना में अधिक धीमी गति से चलते हैं, इस प्रकार तरंग-मोर्चे के प्रसार की दिशा झुक जाती है।

सामान्य सहप्रसरण का उपयोग करते हुए, इकाई द्रव्यमान के एक कण के लिए हैमिल्टन-जैकोबी समीकरण को मनमाने ढंग से निर्देशांक में व्यक्त किया जा सकता है



g^{\mu\nu} \frac{\partial S}{\partial x^{\mu}} \frac{\partial S}{\partial x^{\nu}} = c^{2}. $$ यह उपरोक्त हैमिल्टनियन सूत्रीकरण के समतुल्य है, जिसमें क्रिया के आंशिक व्युत्पन्न सामान्यीकृत संवेग का स्थान लेते हैं। श्वार्ज़स्चिल्ड मीट्रिक जी का उपयोग करनाμν, यह समीकरण बनता है



\frac{1}{c^{2} \left(1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right)} \left( \frac{\partial S}{\partial t} \right)^{2} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( \frac{\partial S}{\partial r} \right)^{2} - \frac{1}{r^{2}} \left( \frac{\partial S}{\partial \varphi} \right)^{2} = c^{2} $$ जहां हम फिर से गोलाकार समन्वय प्रणाली को कक्षा के तल के साथ उन्मुख करते हैं। समय t और अज़ीमुथल कोण φ चक्रीय निर्देशांक हैं, ताकि हैमिल्टन के प्रमुख फ़ंक्शन S का समाधान लिखा जा सके



S = -p_{t} t + p_{\varphi} \varphi + S_{r}(r) \, $$ कहाँ $$p_t$$ और $$p_{\varphi}$$ निरंतर सामान्यीकृत संवेग हैं। हैमिल्टन-जैकोबी समीकरण रेडियल भाग के लिए एक अभिन्न समाधान देता है $$S_r(r)$$

S_{r}(r) = \int^{r} \frac{dr}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \sqrt{\frac{p_{t}^{2}}{c^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( c^{2} + \frac{p_{\varphi}^{2}}{r^{2}} \right)}. $$ संरक्षित संवेग p के संबंध में हैमिल्टन के प्रमुख फलन S का व्युत्पन्न लेनाφ पैदावार



\frac{\partial S}{\partial p_{\varphi}} = \varphi + \frac{\partial S_{r}}{\partial p_{\varphi}} = \mathrm{constant} $$ जो समान है



\varphi - \int^{r} \frac{p_{\varphi} dr}{r^{2}\sqrt{\frac{p_{t}^{2}}{c^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( c^{2} + \frac{p_{\varphi}^{2}}{r^{2}} \right)}} = \mathrm{constant} $$ φ और r में अतिसूक्ष्म भिन्नता लेने पर मौलिक कक्षीय समीकरण प्राप्त होता है



\left( \frac{dr}{d\varphi} \right)^{2} = \frac{r^{4}}{b^{2}} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( \frac{r^{4}}{a^{2}} + r^{2} \right). $$ जहां संरक्षित लंबाई-पैमाने ए और बी को समीकरणों द्वारा संरक्षित संवेग द्वारा परिभाषित किया गया है


 * $$\begin{align}

\frac{\partial S}{\partial \varphi} = p_{\varphi} &= -ac \\ \frac{\partial S}{\partial t} = p_{t} &= \frac{ac^{2}}{b} \end{align}$$

हैमिल्टन का सिद्धांत
मात्र गुरुत्वाकर्षण से प्रभावित कण के लिए क्रिया (भौतिकी) अभिन्न है



S = \int{ - m c^2 d\tau} = - m c \int{ c \frac{d\tau}{dq} dq} = - m c \int{ \sqrt{-g_{\mu\nu} \frac{dx^{\mu}}{dq} \frac{dx^{\nu}}{dq} } dq} $$ कहाँ $\tau$ उचित समय है और $q$  कण की विश्व रेखा का कोई सहज मानकीकरण है। यदि कोई इसमें विविधताओं की गणना लागू करता है, तो उसे फिर से जियोडेसिक के लिए समीकरण मिलते हैं। गणना को सरल बनाने के लिए, सबसे पहले इंटीग्रैंड के वर्ग का वेरिएशन लिया जाता है। इस मामले के मीट्रिक और निर्देशांक के लिए और यह मानते हुए कि कण भूमध्यरेखीय तल में घूम रहा है $\theta = \frac{\pi}{2}$, वह वर्ग है



\left(c \frac{d\tau}{dq}\right)^2 = - g_{\mu\nu} \frac{dx^{\mu}}{dq} \frac{dx^{\nu}}{dq} = \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} \left( \frac{dt}{dq} \right)^{2} - \frac{1}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \left( \frac{dr}{dq} \right)^{2} - r^{2} \left( \frac{d\varphi}{dq} \right)^{2} \,.$$ इसका वेरिएशन लेने से लाभ मिलता है



\delta \left(c \frac{d\tau}{dq}\right)^2 = 2 c^{2} \frac{d\tau}{dq} \delta \frac{d\tau}{dq} = \delta \left[ \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} \left( \frac{dt}{dq} \right)^{2} - \frac{1}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \left( \frac{dr}{dq} \right)^{2} - r^{2} \left( \frac{d\varphi}{dq} \right)^{2} \right] \,.$$

देशांतर में गति
देशांतर के संबंध में भिन्नता $\varphi$ मात्र पाने के लिए



2 c^{2} \frac{d\tau}{dq} \delta \frac{d\tau}{dq} = - 2 r^{2} \frac{d\varphi}{dq} \delta \frac{d\varphi}{dq} \,.$$ से भाग $2 c \frac{d\tau}{dq}$ इंटीग्रैंड की विविधता प्राप्त करने के लिए



c \, \delta \frac{d\tau}{dq} = - \frac{r^{2}}{c} \frac{d\varphi}{d\tau} \delta \frac{d\varphi}{dq} = - \frac{r^{2}}{c} \frac{d\varphi}{d\tau} \frac{d \delta \varphi}{dq} \,.$$ इस प्रकार



0 = \delta \int { c \frac{d\tau}{dq} dq } = \int { c \delta \frac{d\tau}{dq} dq } = \int { - \frac{r^{2}}{c} \frac{d\varphi}{d\tau} \frac{d \delta \varphi}{dq} dq } \,.$$ भागों द्वारा एकीकृत करने से लाभ मिलता है



0 = - \frac{r^{2}}{c} \frac{d\varphi}{d\tau} \delta \varphi - \int { \frac{d}{dq} \left[ - \frac{r^{2}}{c} \frac{d\varphi}{d\tau} \right] \delta \varphi dq } \,.$$ अंतिम बिंदुओं पर देशांतर की भिन्नता शून्य मानी जाती है, इसलिए पहला पद गायब हो जाता है। अभिन्न को विकृत विकल्प द्वारा अशून्य बनाया जा सकता है $\delta \varphi$ जब तक कि अंदर का दूसरा कारक हर जगह शून्य न हो। तो गति का समीकरण है



\frac{d}{dq} \left[ - \frac{r^{2}}{c} \frac{d\varphi}{d\tau} \right] = 0 \,.$$

समय में गति
समय के अनुसार बदलता रहता है $t$ मात्र पाने के लिए



2 c^{2} \frac{d\tau}{dq} \delta \frac{d\tau}{dq} = 2 \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) c^{2} \frac{dt}{dq} \delta \frac{dt}{dq} \,.$$ से भाग $2 c \frac{d\tau}{dq}$ इंटीग्रैंड की विविधता प्राप्त करने के लिए



c \delta \frac{d\tau}{dq} = c \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} \delta \frac{dt}{dq} = c \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} \frac{d \delta t}{dq} \,.$$ इस प्रकार



0 = \delta \int { c \frac{d\tau}{dq} dq } = \int { c \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} \frac{d \delta t}{dq} dq } \,.$$ भागों द्वारा एकीकृत करने से लाभ मिलता है



0 = c \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} \delta t - \int { \frac{d}{dq} \left[ c \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} \right] \delta t dq } \,.$$ तो गति का समीकरण है



\frac{d}{dq} \left[ c \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau} \right] = 0 \,.$$

संरक्षित क्षण
एकीकरण प्राप्त करने के स्थिरांक निर्धारित करने के लिए गति के इन समीकरणों को एकीकृत करें


 * $$\begin{align}

L = p_{\phi} &= m r^{2} \frac{d\varphi}{d\tau}\,, \\ E = - p_{t} &= m c^2 \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{dt}{d\tau}\,. \end{align}$$ गति के स्थिरांक के लिए ये दो समीकरण $L$ (कोणीय गति) और $E$  (ऊर्जा) को एक समीकरण बनाने के लिए जोड़ा जा सकता है जो फोटॉन और अन्य द्रव्यमान रहित कणों के लिए भी सत्य है, जिनके लिए जियोडेसिक के साथ उचित समय शून्य है।



\frac{d\varphi}{dt} = \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \frac{L \, c^2}{E \, r^2} \,.$$

रेडियल गति
स्थानापन्न



\frac{d\varphi}{d\tau} = \frac{L}{m \, r^2} \,$$ और



\frac{dt}{d\tau} = \frac{E}{\left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) m \, c^2} \,$$ मीट्रिक समीकरण में (और उपयोग करके)। $\theta = \frac{\pi}{2}$ ) देता है



c^{2} = \frac{1}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \, \frac{E^2}{m^2 c^2} - \frac{1}{1 - \frac{r_\text{s}}{r}} \left( \frac{dr}{d\tau} \right)^{2} - \frac{1}{r^{2}} \, \frac{L^2}{m^2} \,,$$ जिससे कोई भी प्राप्त कर सकता है



{\left( \frac{dr}{d\tau} \right)}^{2} = \frac{E^2}{m^2 c^2} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( c^{2} + \frac{L^2}{m^2 r^2} \right) \,,$$ जो गति का समीकरण है $r$. की निर्भरता $r$ पर $\varphi$  इसे से विभाजित करके पाया जा सकता है
 * $${\left( \frac{d\varphi}{d\tau} \right)}^2 = \frac{L^2}{m^2 r^4}$$

पाने के



{\left( \frac{dr}{d\varphi} \right)}^{2} = \frac{E^2 r^4}{L^2 c^2} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( \frac{m^2 c^{2} r^4}{L^2} + r^2 \right) \,$$ जो बिना द्रव्यमान वाले कणों के लिए भी सत्य है। यदि लंबाई के पैमाने को परिभाषित किया गया है



a = \frac{L}{m \, c} $$ और



b = \frac{L \, c}{E} \,,$$ फिर की निर्भरता $r$ पर $\varphi$  को सरल बनाता है



{\left( \frac{dr}{d\varphi} \right)}^{2} = \frac{r^4}{b^2} - \left( 1 - \frac{r_\text{s}}{r} \right) \left( \frac{r^4}{a^2} + r^2 \right) \,.$$

यह भी देखें

 * मौलिक केंद्रीय-बल समस्या
 * सामान्य सापेक्षता में फ़्रेम फ़ील्ड
 * केप्लर समस्या
 * सामान्य सापेक्षता में दो-शरीर की समस्या

ग्रन्थसूची

 * Schwarzschild, K. (1916). Über das Gravitationsfeld eines Massenpunktes nach der Einstein'schen Theorie. Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften 1, 189–196.
 * scan of the original paper
 * text of the original paper, in Wikisource
 * translation by Antoci and Loinger
 * a commentary on the paper, giving a simpler derivation
 * Schwarzschild, K. (1916). Über das Gravitationsfeld einer Kugel aus inkompressibler Flüssigkeit. Sitzungsberichte der Königlich Preussischen Akademie der Wissenschaften 1, 424-?.
 * (See Gravitation (book).)
 * (See Gravitation (book).)
 * (See Gravitation (book).)
 * (See Gravitation (book).)
 * (See Gravitation (book).)
 * (See Gravitation (book).)
 * (See Gravitation (book).)





बाहरी संबंध

 * Excerpt from Reflections on Relativity by Kevin Brown.