Xây dựng mêtric Schwarzschild

Mêtric Schwarzschild miêu tả không-thời gian dưới ảnh hưởng của một khối vật chất đối xứng cầu có khối lượng lớn và không quay.

Quy ước và ký hiệu

Trong bài này ta làm việc trong một hệ tọa độ với các tọa độ \left(r, \theta, \phi, t \right) được đánh số theo thứ tự từ 1 đến 4. Ta bắt đầu với mêtric ở dạng tổng quát nhất (10 thành phần độc lập, mỗi thành phần là một hàm trơn 4 biến). Nghiệm cần tìm được giả thiết có dạng đối xứng cầu, tính tĩnh và chân không, các giả thiết này có thể được phát biểu như sau:

Một không-thời gian đối xứng cầu là một không-thời gian bất biến dưới các phép quay và lấy ảnh phản chiếu.
Một không-thời gian tĩnh có tất cả các thành phần mêtric độc lập với tọa độ thời gian t (sao cho \tfrac\partial{\partial t}g_{\mu \nu}=0) và cấu trúc hình học của không-thời gian không đổi dưới phép đảo ngược thời gian t \rightarrow -t.
Một nghiệm chân không thỏa mãn T_{ab}=0. Từ phương trình trường Einstein (với hằng số vũ trụ bằng không), ta suy ra R_{ab}=0 vì thực hiện phép co R_{ab}-\tfrac{R}{2} g_{ab}=0 cho thấy R = 0.
Kiểu dấu mêtric được sử dụng là (+,+,+,−).

Chéo hóa mêtric

Chéo hóa mêtric là phép giản lược đầu tiên có thể thực hiện. Dưới phép chuyển đổi tọa độ, (r, \theta, \phi, t) \rightarrow (r, \theta, \phi, -t), tất cả các thành phần mêtric cần không đổi. Các thành phần mêtric g_{\mu 4} (\mu \ne 4) thay đổi dưới phép chuyển đổi này thành:

:g_{\mu 4}'=\frac{\partial x^{\alpha}}{\partial x^{'\mu}} \frac{\partial x^{\beta}}{\partial x^{'4}} g_{\alpha \beta}= -g_{\mu 4} (\mu \ne 4)

Tuy nhiên, do g'_{\mu 4}= g_{\mu 4} (các thành phần mêtric không đổi), ta suy ra:

:g_{\mu 4}=\, 0 (\mu \ne 4)

Tương tự, với các phép chuyển đổi tọa độ (r, \theta, \phi, t) \rightarrow (r, \theta, -\phi, t) và (r, \theta, \phi, t) \rightarrow (r, -\theta, \phi, t) lần lượt suy ra:

:g_{\mu 3}=\, 0 (\mu \ne 3)
:g_{\mu 2}=\, 0 (\mu \ne 2)

Từ các điều trên ta có

:g_{\mu \nu }=\, 0 ( \mu \ne \nu )

và vì vậy mêtric phải có dạng

:ds^2=\, g_{11}\,d r^2 + g_{22} \,d \theta ^2 + g_{33} \,d \phi ^2 + g_{44} \,dt ^2

trong đó bốn thành phần mêtric đều độc lập với tọa độ thời gian t (theo giả thiết tĩnh).

Giản lược các thành phần

Trên mỗi siêu mặt với t không đổi, \theta không đổi và \phi không đổi (nói cách khác trên mỗi đường theo phương bán kính), g_{11} chỉ được phụ thuộc vào r (do tính đối xứng cầu). Theo đó g_{11} là một hàm số một biến:

:g_{11}=A\left(r\right)

Lập luận tương tự với g_{44} ta có:

:g_{44}=B\left(r\right)

Trên các siêu mặt với t không đổi và r không đổi, mêtric phải có dạng mặt cầu 3 chiều:

:dl^2=r_{0}^2 (d \theta^2 + \sin^2 \theta\, d \phi^2)

Chọn một trong số các siêu mặt này (chẳng hạn như siêu mặt với bán kính r_{0}), các thành phần mêtric giới hạn ở siêu mặt này (ký hiệu bằng \tilde{g}_{22} và \tilde{g}_{33}) phải không đổi dưới các phép quay qua \theta và \phi (do giả thiết đối xứng cầu). So sánh các dạng của mêtric trên siêu mặt này ta được:

:\tilde{g}_{22}\left(d \theta^2 + \frac{\tilde{g}_{33}}{\tilde{g}_{22}} \,d \phi^2 \right) = r_{0}^2 (d \theta^2 + \sin^2 \theta \,d \phi^2)

từ đó suy ra:

:\tilde{g}_{22}=r_{0}^2 và \tilde{g}_{33}=r_{0}^2 \sin ^2 \theta

Tuy nhiên điều này cần đúng trên mỗi siêu mặt; vì vậy,

:g_{22}=\, r^2 và g_{33}=\, r^2 \sin^2 \theta

Từ đó suy ra mêtric có dạng như sau:

:ds^2=A\left(r\right)dr^2+r^2\,d \theta^2+r^2 \sin^2 \theta \,d \phi^2 + B\left(r\right) dt^2

với A và B là các hàm số chưa biết theo biến r. Lưu ý rằng nếu A hoặc B bằng không tại một điểm nào đó, mêtric sẽ kỳ dị tại điểm đó.

Tính các ký hiệu Christoffel
Từ mêtric trên, ta tìm được các ký hiệu Christoffel, trong đó các chỉ số là (1,2,3,4)=(r,\theta,\phi,t). Dấu ' ký hiệu đạo hàm hoàn toàn của một hàm số.
: \Gamma^1_{ik} = \begin{bmatrix}
A'/\left( 2A \right) & 0 & 0 & 0\\
0 & -r/A & 0 & 0\\
0 & 0 & -r \sin^2 \theta /A & 0\\
0 & 0 & 0 & -B'/\left( 2A \right) \end{bmatrix}

: \Gamma^2_{ik} = \begin{bmatrix}
0 & 1/r & 0 & 0\\
1/r & 0 & 0 & 0\\
0 & 0 & -\sin\theta\cos\theta & 0\\
0 & 0 & 0 & 0 \end{bmatrix}

: \Gamma^3_{ik} = \begin{bmatrix}
0 & 0 & 1/r & 0\\
0 & 0 & \cot\theta & 0\\
1/r & \cot\theta & 0 & 0 \\
0 & 0 & 0 & 0 \end{bmatrix}

: \Gamma^4_{ik} = \begin{bmatrix}
0 & 0 & 0 & B'/\left( 2B \right)\\
0 & 0 & 0 & 0\\
0 & 0 & 0 & 0 \\
B'/\left( 2B \right) & 0 & 0 & 0\end{bmatrix}

Áp dụng hệ phương trình trường để tìm A(r) và B(r)

Để tìm A và B, ta áp dụng phương trình trường Einstein. Trong trường hợp này chúng có dạng:

:R_{\alpha\beta}=\, 0

Vì vậy:

:{\Gamma^\rho_{\beta\alpha,\rho}} - \Gamma^\rho_{\rho\alpha,\beta}
+ \Gamma^\rho_{\rho\lambda} \Gamma^\lambda_{\beta\alpha}
- \Gamma^\rho_{\beta\lambda}\Gamma^\lambda_{\rho\alpha}=0\,,
trong đó dấu phẩy được sử dụng để ký hiệu sự đổi vị trí chỉ số được dùng để đạo hàm. Độ cong Ricci sẽ mang tính chéo:

:R_{tt} = -\frac{1}{4}\frac{B'}{A}\left(\frac{A'}{A}-\frac{B'}{B}+\frac{4}{r}\right) -\frac{1}{2}\left(\frac{B'}{A}\right)^{'}\,,

:R_{rr} = -\frac{1}{2}\left(\frac{B'}{B}\right)^{'} -\frac{1}{4}\left(\frac{B'}{B}\right)^{2} + \frac{1}{4}\frac{A'}{A}\left(\frac{B'}{B}+\frac{4}{r}\right)\,,

:R_{\theta\theta} = 1-\left(\frac{r}{A}\right)^{'} -\frac{r}{2A}\left(\frac{A'}{A}+\frac{B'}{B}\right)\,,

:R_{\phi\phi} = \sin^2(\theta)R_{\theta\theta},

trong đó dấu phẩy là đạo hàm theo r của các hàm.

Chỉ có ba trong số các phương trình trường có nghiệm không tầm thường (phương trình thứ tư chỉ là \sin^2 \theta nhân với phương trình thứ ba) và sau khi rút gọn chúng lần lượt trở thành:

:4 A' B^2 - 2 r B AB + r A' B'B + r B' ^2 A=0,

: - 2 r B AB + r A' B'B + r B' ^2 A - 4B' AB=0,

:r A'B + 2 A^2 B - 2AB - r B' A=0

Trừ vế với vế phương trình thứ nhất và phương trình thứ hai:

:A'B +A B'=0 \Rightarrow A(r)B(r) =K

trong đó K là một hằng số thực khác không. Thay A(r)B(r) \, =K vào phương trình thứ ba và biến đổi ta được:

:r A' =A(1-A)

có nghiệm tổng quát là:

:A(r)=\left(1+\frac{1}{Sr}\right)^{-1}

vói hằng số thực khác không S nào đó. Vì vậy, mêtric cần tìm bây giờ sẽ có dạng:

:ds^2=\left(1+\frac{1}{S r}\right)^{-1}dr^2+r^2(d \theta^2 + \sin^2 \theta d \phi^2)+K \left(1+\frac{1}{S r}\right)dt^2

Lưu ý rằng không-thời gian biểu diễn bởi mêtric trên có tính phẳng tiệm cận; khi r \rightarrow \infty, mêtric sẽ có xu hướng thu về mêtric Minkowski và đa tạp không-thời gian sẽ có cấu trúc tương tự không gian Minkowski.

Dùng phép xấp xỉ trường yếu tìm K và S

Các đường trắc địa của mêtric (thu được khi ds đạt cực trị) phải, với một giới hạn nào đó (chẳng hạn như tốc độ ánh sáng tiến về vô cực), nhất quán với các nguyên lý chuyển động Newton (chẳng hạn các nghiệm thu được bởi phương trình Lagrange). (Mêtric cũng phải thu về không gian Minkowski khi khối lượng nó biểu diễn bằng không.)

:0=\delta\int\frac{ds}{dt}dt=\delta\int(KE+PE_g)dt

(trong đó KE là động năng và PE_g là thế năng trọng trường) Các hằng số K và S được quyết định hoàn toàn bởi phương pháp này hoặc các phương pháp tương tự; từ giới hạn trường yếu ta thu được:

:g_{44}=K\left(1 +\frac{1}{Sr}\right) \approx -c^2+\frac{2Gm}{r} = -c^2 \left(1-\frac{2Gm}{c^2 r} \right)

trong đó G là hằng số hấp dẫn, m là khối lượng nguồn hấp dẫn và c là tốc độ ánh sáng. Vì

:K=\, -c^2 and \frac{1}{S}=-\frac{2Gm}{c^2}

nên

:A(r)=\left(1-\frac{2Gm}{c^2 r}\right)^{-1} và B(r)=-c^2 \left(1-\frac{2Gm}{c^2 r}\right)

Từ đó kết quả cuối cùng sẽ là:

:ds^2=\left(1-\frac{2Gm}{c^2 r}\right)^{-1}dr^2+r^2(d \theta^2 +\sin^2 \theta d \phi^2)-c^2 \left(1-\frac{2Gm}{c^2 r}\right)dt^2

Lưu ý rằng:

:\frac{2Gm}{c^2}=r_s

là định nghĩa của bán kính Schwarzschild với một khối vật chất với khối lượng m, nên mêtric Schwarzschild cũng có thể viết dưới dạng:

:ds^2=\left(1-\frac{r_s}{r}\right)^{-1}dr^2+r^2(d\theta^2 +\sin^2\theta d\phi^2)-c^2\left(1-\frac{r_s}{r}\right)dt^2

từ đó cho thấy mêtric kỳ dị tại chân trời sự kiện (r \rightarrow r_s). Điểm kỳ dị này không có thật về mặt vật lý (điểm kỳ dị có thật nằm tại r=0), có thể cho thấy bằng một phép chuyển đổi tọa độ được lựa chọn hợp lý (ví dụ như hệ tọa độ Kruskal–Szekeres).

Đọc thêm
Karl Schwarzschild
Mêtric Kerr
Mêtric Reissner–Nordström