Cтраница 2
Этот результат можно упростить, так как многомодовый оператор поля коммутирует с атомным оператором. [16]
Выражение (10.1.1) указывает, что положительно-частотная часть оператора поля пропорциональна атомному понижающему оператору в момент времени запаздывания. [17]
Для наглядности мы явно указали спиновые индексы операторов поля. [18]
В НТП функция Грина, построенная из гейзенберговских операторов поля и удовлетворяющая спектральной формуле, отнюдь не совпадает с функцией Грина, построенной из in - операторов и непосредственно связанной с матрицей рассеяния. Совпадают лишь их мнимые части, а также их значения вблизи массовой оболочки. [19]
Уравнение (0.9) предполагает вычисление следа от различных комбинаций операторов поля. Однако некоторые из этих выражений окажутся комплексно сопряженными друг с другом. Обсудим подробнее эти соотношения симметрии. [20]
Существуют и другие - произве-дения, под знаком которых операторы поля ведут себя подобно классическим объектам. [21]
Евклидовы функции Грина определяются обычным соотношением (1.58), но операторы поля под знаком Г - произведения берутся теперь в евклидовом гейзенберговском представлении. [22]
Итак, одночастичная матрица плотности выражается через корреляционную функцию операторов поля с совпадающими временными аргументами. Удобно, однако, ввести более общие двухвременные величины. [23]
Норге представляет вклад электронов замкнутых оболочек; Нор1 4 - оператор поля, создаваемого электронами проводимости в металле, и H0pS включает все остальные поля, такие, как дипольное и внешнее. Магнитные поля, соответствующие трем последним членам, обычно много меньше, чем поле Нор, которое может достигать нескольких мегаэрстед. [24]
Интерес к теории поля с нелокальным взаимодействием, содержащим произведение операторов поля, отнесенных к несовпадающим точкам пространства-времени, существует уже давно. [25]
Пусть ak ( t ] или o ( i) - операторы бозонного поля, O ( t) и Oi ( ti - операторы атомной подсистемы, принадлежащие другим моментам времени. [26]
С другой стороны, пропагатор ( как величина, составленная квадратично из операторов поля) играет для виртуальной частицы роль, аналогичную роли матрицы плотности реальной частицы. [27]
Поэтому в представлении взаимодействия операторы динамических величин следует рассматривать как функции от операторов поля и ( х) в представлении Гайзенберга для свободных полей. [28]
В то же время можно легко показать, что среднее значение квадрата оператора поля не равно нулю. Это означает, что флуктуации электромагнитного поля существуют даже в состоянии с наименьшей энергией. [29]
Наконец надо еще потребовать, чтобы состояния, получающиеся из вакуума действием операторов поля А ( х), обладали положит, нормой; это накладывает на У. [30]