ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Обобщенное кинетическое уравнение из "Статистическая механика неравновесных процессов Т.2 " Отметим, что в уравнении (6.3.34) выполнен предельный переход Iq —оо. В стандартной технике временных функций Грина, которую мы пока излагаем, это делается для того, чтобы обойти проблему выбора начального распределения ( о) Аргументы при этом сводятся к следующему. Поскольку все начальные корреляции затухают со временем, конкретная форма начального распределения становится несущественной, если 0 —00, и для вычисления средних можно взять любой подходящий статистический оператор, например, описывающий идеальный газ. Мы вернемся к этому предположению в разделе 6.3.6. Там мы покажем, что оно не всегда справедливо ). [c.47] Уравнение движения для любой компоненты гриновской функции G(l,l ) легко получить из матричного уравнения (6.3.34). Мы не будем выписывать эти уравнения. [c.47] В случае статистики Бозе это — коммутаторные гриновские функции, а в случае статистики Ферми — антикоммутаторные функции. [c.48] Можно показать [55], что совпадает с членом Хартри-Фока в массовом операторе. [c.48] Уравнения (6.3.40) и (6.3.42) для временных корреляционных функций известны как уравнения Каданова-Бейма. Чуть нозже мы увидим, что они играют важную роль нри выводе кинетического уравнения для одночастичной матрицы плотности. [c.49] Таким образом, мы видим, что запаздывающие функции могут быть выражены через опережающие и наоборот. С помощью приведенных выше соотношений между матрицами легко проверить, что уравнения (6.3.48) и (6.3.49) получаются из уравнений (6.3.46) и (6.3.47) в результате эрмитового сопряжения. [c.49] Вернуться к основной статье