ПОИСК Статьи Чертежи Таблицы Идеальный полупроводник из "Метод функций Грина в статистической механике " Это решение, однако, не. является исчерпывающим. При наличии свободных зарядов обоих знаков (электроны и дырки) плазменные колебания представляют собой лишь одну из возможных бозевских ветвей другую составляют экситоны Мотта. В рамках нашего метода их удобно рассматривать с помощью двухфермионной функции Грина часть полюсов последней — при учете взаимодействия — будет отвечать связанным состояниям системы электрон — дырка (в этом смысле ситуация здесь аналогична задаче о позитронии в квантовой электродинамике). [c.195] Как и должно быть, сюда входит именно перенормированная (т. е. наблюдаемая) энергия электрона (к). [c.197] Заметим, что правая часть (23.6) нигде не меняет знака. Так, конечно, и должно быть в 5 мы видели, что функция mG ik, о) меняет знак в точке кд — х-, в силу дельтаобразного характера (23.6) это возможно лишь, если уровень химического потенциала л лежит в области значений Последнее, однако, исключено, ибо принята аппроксимация Больцмана. [c.197] Ситуация, описываемая формулой (23.6), весьма типична для приближенного метода 11, коль скоро он применяется к ферми-системам с мгновенным взаимодействием. В первом неисчезающем приближении имеет место только тривиальное изменение спектра, и спектральная функция остается дельтаобразной. В следующих приближениях, как мы сейчас увидим, появляются и более тонкие эффекты — затухание и изменение функции распределения соответственно усложняется и аналитическая структура спектральной функции вместо отдельных полюсов появляются точки ветвления на вещественной оси. [c.199] Вернуться к основной статье