Массовый оператор

Cтраница 2

ПОЛЯРИЗАЦИОННЫЙ ОПЕРАТОР в квантовой электродинамике - функция, представляющая собой аналог массового оператора для безмассовой частицы - фотона. Включает вклады диаграмм поляризации вакуума в пропагатор фотона. [16]

Выясним поэтому, как вел бы себя при р2 - т2 нерегуляризованный массовый оператор. Поскольку же это поведение существенно зависит от выбора калибровки, рассмотрим общий случай произвольной калибровки. [17]

В этой калиброака на только перенормировочвый множитель Zf конечен, но и массовый оператор 2 2 равен нулю. [18]

Выясним поэтому, как вел бы себя при р2 - т2 нерегуляризованный массовый оператор. [19]

Можно показать [55], что S 5 совпадает с членом Хартри-Фока в массовом операторе. [20]

Можно сказать, что в диаграммной технике существование обратной функции Грина доказывается конструктивно, путем суммирования бесконечной последовательности диаграмм для массового оператора. Напомним, однако, что теорема Вика справедлива только в случае, когда начальный статистический оператор g ( tQ) описывает идеальный газ. [21]

Таким образом, найдя некоторое приближенное выражение для двухчастичной гриновской функции через одночастичные, из формулы (6.3.31) можно найти соответствующее приближение для элементов массового оператора, а затем и для интеграла столкновений. В сущности, это и есть обычный способ вывода кинетических уравнений в технике временных функций Грина. [22]

Кинетическое уравнение (6.3.81) пока остается незамкнутым, так как в правую часть этого уравнения и в формулу (6.3.77) для энергии квазичастиц входят компоненты массового оператора. [23]

По многим чисто теоретическим соображениям критерий ( 3) очень удобен, так как он имеет непосредственное отношение к теории одночастичной функции Грина и массового оператора. [24]

Конечно, в математическом отношении теория несколько усложняется из-за влияния начальных корреляций на динамические процессы, что приводит к увеличению числа гриновских функций и элементов массового оператора. Впрочем, многие соотношения, записанные в матричной форме, имеют фактически тот же самый вид, что и в обычном методе временных функций Грина. Это позволяет воспользоваться диаграммной техникой и многими хорошо известными приближениями. [25]

При ft2 р2 вторая часть в ( 15) много меньше первой; ее, однако, и в этом случае надо учитывать, поскольку при подстановке ее в массовый оператор ( 11) мы получим все еще логарифмически расходящийся интеграл. Это связано с тем, что функция s ( как можно получить в теории возмущений и подтвердить дальнейшими вычислениями) является функцией двух аргументов 8г - st ( р2, ft2) и при ft2 р2 возрастает как In ft2 / p2, a npi I ft21 - P21 стремится к постоянной, которой мы будем пренебрегать. [26]

Выводы раздела 2 об угловых расходимостях в данном случае неприменимы, так как при такой формулировке теории не существует обычной диаграммной техники ( хотя и можно ввести видоизмененную диаграммную технику) и, следовательно, не существует, например, понятия массового оператора при прост-ранственноподобном внешнем импульсе. Поэтому и в том случае, когда интегрирование по klt 2 проводится в последнюю очередь, ясно, что появление бесконечностей в выражении ( 8) необязательно. [27]

Это верно, однако, лишь в том случае, когда в Г5 берется первый член из ( 15) - Тз о - В самом деле, из теории возмущений известно, что вычитание из М0 ( р) выражений MQ ( т) и ( р - т) М0 ( т) не приводит к исключению всех бесконечностей - Именно остаются так называемые 6-расходимости 16, 7 ], исключение которых в теории возмущений производится вычитанием бесконечных частей от Г5, вставляемой поочередно в левую и в правую вершины диаграмм для массового оператора. То, что именно функция si ( P2i ft2) ответственна за 6-расходимости, можно проверить на примере первого приближения теории возмущений. [28]

Следует обратить внимание на то, что такая постановка вопроса допустима для металлов, но не для полупроводников. Действительно, массовый оператор т зависит от полной концентрации электронов, в число которых входят и валентные электроны адсорбированных атомов. В металлах число последних всегда весьма мало по сравнению с общим числом электронов системы, и функцию т можно считать раз навсегда заданной. [29]

Поляризационное приближение для массового оператора.| Приближение случайных фаз для термодинамического поляризационного оператора. [30]

Страницы: 1 2 3