分类: 原子物理代写

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|PHYS40500

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原子、分子和光学物理学是研究光和物质之间的相互作用。物理学家在不同尺度上研究这种相互作用,从原子到分子水平,以探索关键的科学问题。

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物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|PHYS40500

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|Electron transfer Mediated Decay

Fig. 1 implies that ICD is mediated by energy transfer between the ionized and the neutral cluster units. One can also imagine, however, an interatomic decay process mediated by electron transfer. Indeed, such a mechanism is presented schematically in Fig. 2. It is analogous to the well-known Transfer Ionization (TI) in collisions [35] and has been first predicted for clusters in Ref. [36]. The energetic condition that needs to be fulfilled for the ETMD to become operational is that the inner or outer shell ionization energy of one atom or molecule in a cluster (Ne in Fig. 1) should exceed the double ionization energy of a neighboring atom or molecule (Ar in Fig. 1). In the case of the inner shell ionization, ETMD is usually suppressed by the much faster ICD [36]. In the case of the outer shell ionization, however, ETMD can turn out to be the main decay channel. The latter scenario is realized, for example, in miclrosolvation clusters of $\mathrm{Li}^{+}[37]$ :
$\mathrm{Li}^{2+} \mathrm{H}{2} \mathrm{O} \rightarrow \mathrm{Li}^{+} \mathrm{H}{2} \mathrm{O}^{2+}$
Interestingly, energy transfer and electron transfer mechanisms can be combined in a three-center decay process, whereby the energy released in the hole filling by a water electron is used to ionize a neighboring water molecule [37]:
$\mathrm{Li}^{2+}\left(\mathrm{H}{2} \mathrm{O}\right){2} \rightarrow \mathrm{Li}^{+}\left(\mathrm{H}{2} \mathrm{O}^{+}\right){2}$
Very recently, the basic two-center ETMD process has been measured experimentally in mixed clusters of Ar and heavier noble gases [38].

Further exploration of the fascinating subject of the interatomic decay phenomena and development of spectroscopic tools on their basis requires intensive theoretical effort to guide the experimental work. Such an effort is hardly possible without efficient, advanced theoretical tools involving both $a b$ initio description of the electron correlation driving the decay and a treatment of the ensuing dynamics of the ionized cluster fragments. The next section gives the theoretical picture of interatomic decay within the Born-Oppenheimer (BO) approximation. Ab initio theory of interatomic decay widths is presented in some detail for the case of the ICD process in Section III. Section IV is devoted to the theory of interatomic decay of doubly ionized states applied to Auger-ICD cascades and to the collective decay of two inner-shell vacancies. The state of the art of the theory of RICD is given in Section V. Some considerations on the future of the field are summarized in Section VI.

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|COUPLED ELECTRONIC AND NUCLEAR DYNAMICS OF INTERATOMIC DECAY

The main objective of the theory of ICD is efficient and reliable calculation of the measurable spectra, i.e. ICD electron kinetic energy spectrum and (where applicable) KER spectrum. The theoretical description is usually given within Born-Oppenheimer approximation, in which the electronic states are decoupled from nuclear motion and depend only parametrically on the nuclear coordinates. In this picture, the inner shell ionization and the subsequent ICD process can be visualized as a series of transitions between Potential Energy Surfaces (PESs) belonging to electronic states of different number of electrons (i.e. accompanied by electron emission). These transitions are represented schematically in Fig. 3. Initially, the system is assumed to be in the ground electronic state of the neutral (N-electron) system. The corresponding PESs of loosely bound clusters are characterized by shallow minima (e.g., in meV range for Van der Waals systems) and large equilibrium interatomic distances. Photoionization brings the cluster almost instantaneously into inner-shell-ionized (typically, inner-valence-ionized) $[(\mathrm{N}-1)$-electron] state, being the intermediate state of the decay The PES of the singly ionized system is affected by the charge – induced dipole interaction that increases the binding energy and decreases the equilibrium interatomic distances relative to the Van der Waals ground state. This means that after landing on the inner-shell-ionized PES, the nuclear wave packet is driven towards shorter internuclear distances. Due to the ICD, the intermediate state has finite lifetime. This means that the nuclear wave packet moving on the intermediate state PES can lose some of its density.

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原子物理代写

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|Electron transfer Mediated Decay

图 1 暗示ICD 是由电离和中性簇单元之间的能量转移介导的。然而,人们也可以想象一种由电子转移介导的原子 间衰变过程。实际上,这种机制如图 2 所示。它类似于碰撞中众所周知的转移电离 (TI) [35],并且已在参考文献 中首次预测到簇。[36]。ETMD 运行所需满足的能量条件是笶中一个原子或分子 (图 1 中的 Ne) 的内壳或外壳 电离能应超过相邻原子或分子的双电离能(图 1 中的 Ar)。在内壳电离的情况下,ETMD 通常被更快的 ICD [36] 抑制。然而,在外壳电离的情况下,ETMD 可以成为主要的衰减通道。后一种情况是实现的,例如,在微溶剂化 簇中 $\mathrm{Li}^{+}[37]$ :
$\mathrm{Li}^{2+} \mathrm{H} 2 \mathrm{O} \rightarrow \mathrm{Li}^{+} \mathrm{H}{2} \mathrm{O}^{2+}$ 有趣的是,能量转移和电子转移机制可以结合在一个三中心衰变过程中,其中水电子在空穴填充中释放的能量用 于电离相邻的水分子 [37]: $\mathrm{Li}^{2+}(\mathrm{H} 2 \mathrm{O}) 2 \rightarrow \mathrm{Li}^{+}\left(\mathrm{H}{2} \mathrm{O}^{+}\right) 2$
最近,基本的双中心 ETMD 过程已经在 Ar 和较重惰性气体的混合簇中进行了实验测量 [38]。
进一步探索原子间衰变现象的迷人主题并在其基础上开发光谱工具需要大量的理论努力来指导实验工作。如果没 有有效的、先进的理论工具,这种努力几乎是不可能的。 $a b$ 从头开始描述驱动衰变的电子相关性,并处理电离簇 碎片的后续动力学。下一节给出了 Born-Oppenheimer $(\mathrm{BO})$ 近似中原子间衰变的理论图景。原子间衰变宽度的 从头算理论在第 III 节中针对 ICD 过程的情况进行了一些详细的介绍。第四节专门讨论应用于俄歇ICD 级联的双 电离态的原子间衰变理论和两个内壳空位的集体衰变。第 V 节给出了 RICD 理论的最新进展。第 VI 节总结了对该 领域末来的一些考虑。

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ICD 理论的主要目标是有效和可靠地计算可测量光谱,即 ICD 电子动能谱和(如适用)KER 谱。理论描述通常在 Born-Oppenheimer 近似中给出,其中电子态与核运动解耦并且仅参数依赖于核坐标。在这张图片中,内壳电离和随后的 ICD 过程可以可视化为属于不同电子数的电子态的势能面 (PES) 之间的一系列跃迁(即伴随电子发射)。这些转变在图 3 中示意性地表示。最初,假设系统处于中性(N 电子)系统的接地电子状态。松散结合的簇的相应 PES 的特点是最小值浅(例如,范德华系统在 meV 范围内)和大的平衡原子间距离。光电离几乎瞬间将簇带入内壳电离(通常是内价电离)[(ñ−1)-electron] 态,是衰变的中间态 单电离系统的 PES 受电荷诱导偶极相互作用的影响,该相互作用会增加结合能并降低相对于范德华基态的平衡原子间距离。这意味着在着陆内壳电离 PES 后,核波包被驱向更短的核间距。由于 ICD,中间状态的寿命是有限的。这意味着在中间态 PES 上移动的核波包可能会失去一些密度。

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金融工程代写

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非参数统计代写

非参数统计指的是一种统计方法,其中不假设数据来自于由少数参数决定的规定模型;这种模型的例子包括正态分布模型和线性回归模型。

广义线性模型代考

广义线性模型(GLM)归属统计学领域,是一种应用灵活的线性回归模型。该模型允许因变量的偏差分布有除了正态分布之外的其它分布。

术语 广义线性模型(GLM)通常是指给定连续和/或分类预测因素的连续响应变量的常规线性回归模型。它包括多元线性回归,以及方差分析和方差分析(仅含固定效应)。

有限元方法代写

有限元方法(FEM)是一种流行的方法,用于数值解决工程和数学建模中出现的微分方程。典型的问题领域包括结构分析、传热、流体流动、质量运输和电磁势等传统领域。

有限元是一种通用的数值方法,用于解决两个或三个空间变量的偏微分方程(即一些边界值问题)。为了解决一个问题,有限元将一个大系统细分为更小、更简单的部分,称为有限元。这是通过在空间维度上的特定空间离散化来实现的,它是通过构建对象的网格来实现的:用于求解的数值域,它有有限数量的点。边界值问题的有限元方法表述最终导致一个代数方程组。该方法在域上对未知函数进行逼近。[1] 然后将模拟这些有限元的简单方程组合成一个更大的方程系统,以模拟整个问题。然后,有限元通过变化微积分使相关的误差函数最小化来逼近一个解决方案。

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随机分析代写


随机微积分是数学的一个分支,对随机过程进行操作。它允许为随机过程的积分定义一个关于随机过程的一致的积分理论。这个领域是由日本数学家伊藤清在第二次世界大战期间创建并开始的。

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随机过程,是依赖于参数的一组随机变量的全体,参数通常是时间。 随机变量是随机现象的数量表现,其时间序列是一组按照时间发生先后顺序进行排列的数据点序列。通常一组时间序列的时间间隔为一恒定值(如1秒,5分钟,12小时,7天,1年),因此时间序列可以作为离散时间数据进行分析处理。研究时间序列数据的意义在于现实中,往往需要研究某个事物其随时间发展变化的规律。这就需要通过研究该事物过去发展的历史记录,以得到其自身发展的规律。

回归分析代写

多元回归分析渐进(Multiple Regression Analysis Asymptotics)属于计量经济学领域,主要是一种数学上的统计分析方法,可以分析复杂情况下各影响因素的数学关系,在自然科学、社会和经济学等多个领域内应用广泛。

MATLAB代写

MATLAB 是一种用于技术计算的高性能语言。它将计算、可视化和编程集成在一个易于使用的环境中,其中问题和解决方案以熟悉的数学符号表示。典型用途包括:数学和计算算法开发建模、仿真和原型制作数据分析、探索和可视化科学和工程图形应用程序开发,包括图形用户界面构建MATLAB 是一个交互式系统,其基本数据元素是一个不需要维度的数组。这使您可以解决许多技术计算问题,尤其是那些具有矩阵和向量公式的问题,而只需用 C 或 Fortran 等标量非交互式语言编写程序所需的时间的一小部分。MATLAB 名称代表矩阵实验室。MATLAB 最初的编写目的是提供对由 LINPACK 和 EISPACK 项目开发的矩阵软件的轻松访问,这两个项目共同代表了矩阵计算软件的最新技术。MATLAB 经过多年的发展,得到了许多用户的投入。在大学环境中,它是数学、工程和科学入门和高级课程的标准教学工具。在工业领域,MATLAB 是高效研究、开发和分析的首选工具。MATLAB 具有一系列称为工具箱的特定于应用程序的解决方案。对于大多数 MATLAB 用户来说非常重要,工具箱允许您学习应用专业技术。工具箱是 MATLAB 函数(M 文件)的综合集合,可扩展 MATLAB 环境以解决特定类别的问题。可用工具箱的领域包括信号处理、控制系统、神经网络、模糊逻辑、小波、仿真等。

R语言代写问卷设计与分析代写
PYTHON代写回归分析与线性模型代写
MATLAB代写方差分析与试验设计代写
STATA代写机器学习/统计学习代写
SPSS代写计量经济学代写
EVIEWS代写时间序列分析代写
EXCEL代写深度学习代写
SQL代写各种数据建模与可视化代写

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|SL221463

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物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|SL221463

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|Numerical Solutions at Large Times

In mathematically rigorous procedures the point at $t \rightarrow \infty$ is approached by defining a new variable $\tau=1 / \mathrm{t}$ and going to the point $\tau=0$. Use of the $\tau$ variable gives a version of the Schrödinger equation that simply moves the singularity at infinite time to another location. Fundamental obstacles still remain; in particular the divergent “explosion” factor is still present. This factor can be removed from the wave function and the solution, thus reduced, no longer oscillates rapidly at large $r$. The function, however, still expands to fill a large volume therefore to preserve normalization its magnitude must decrease accordingly. This means, for example, that at distances of the order of 1000 au the magnitude of the wave function is of the order of $10^{-9}$ compared with starting values of the order of unity, thus making it difficult to integrate to distances where Eq. (5.5) applies.

To circumvent the dimension problem one may scale the coordinates so that space expands with time. This does not lead to new singularities if the explosion factor has been removed. The corresponding theory closely follows the earlier hidden crossing theory of Solov’ev mentioned in Sec. IV. To make the transformations somewhat more general, scaling by a factor $R_{s}=\sqrt{b_{x}^{2}+v_{x}^{2} x^{2}}$ rather than the physical internuclear distance $R=\sqrt{b^{2}+v^{2} t^{2}}$ is employed. This has the advantage that scale of the coordinates in the region near $t=0$ is selected by the parameter $b_{s}$, which can be chosen to obtain optimal precision in that crucial region while still maintaining the linear scaling with $t$ for large times. The parameter $v_{s}$ is included only for dimensional consistency since changing $v_{\mathrm{s}}$ is equivalent to changing the mesh of the time step $\Delta t$.

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|Hydrodynamic Representation of the Schrödinger Equation

Fluid flow is governed by the Navier-Stokes equations. For our purposes the most general form of these equations is not needed, rather a special form where both the viscosity and the bulk viscosity of the fluid vanish, are used. This special case is one of Euler’s equations [29] for fluid flow for an ideal fluid with density $\rho$
$$
\frac{\partial v}{\partial t}+\boldsymbol{v} \cdot \nabla \boldsymbol{v}+\frac{\nabla \boldsymbol{p}}{\rho}-\frac{\boldsymbol{f}}{\rho}=0
$$
where $f$ is the force per unit volume.
Eq. (6.6) is essentially Newton’s equation for the acceleration of a fluid element under the influence of a force due to the pressure $p$ and force $f$ per unit volume due to an external field.

Note that $f / p$ has the dimensions of force per unit mass. In addition there is the equation of continuity expressing the conservation of mass:
$$
\frac{\partial}{\partial t}+\nabla \cdot(\rho v)=0
$$

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原子物理代写

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|Numerical Solutions at Large Times

在数学上严格的程序中,点在 $t \rightarrow \infty$ 通过定义一个新变量来接近 $\tau=1 / \mathrm{t}$ 并直奔主题 $\tau=0$. 的使用 $\tau$ 变量给出 了薛定谔方程的一个版本,它简单地将无限时间的奇点移动到另一个位置。基本障碍仍然存在;特别是不同的“爆 炸”因素仍然存在。这个因素可以从波函数中去除,因此减少的解决方案不再快速振萡 $r$. 然而,该函数仍会扩展 以填充大容量,因此为了保持标准化,其大小必须相应减小。这意味着,例如,在 $1000 \mathrm{au}$ 量级的距离处,波函 数的量级为 $10^{-9}$ 与单位顺序的起始值相比,因此难以积分到方程式的距离。(5.5) 适用。
为了规避维度问题,可以缩放坐标,以便空间随时间扩展。如果去除了爆炸因子,这不会导致新的奇点。相应的 理论紧跟在 Sec. 中提到的 Solov’ev 的早期隐藏交叉理论。四。为了使转换更通用,按一个因子缩放 $R_{s}=\sqrt{b_{x}^{2}+v_{x}^{2} x^{2}}$ 而不是物理核间距 $R=\sqrt{b^{2}+v^{2} t^{2}}$ 受雇。这样做的好处是附近区域的坐标比例 $t=0$ 由 参数选择 $b_{s}$ ,可以选择它以获得该关键区域的最佳精度,同时仍然保持线性缩放 $t$ 很多次。参数 $v_{s}$ 仅出于尺寸一 致性而包含在内,因为更改 $v_{\mathrm{s}}$ 相当于改变时间步的网格 $\Delta t$.

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|Hydrodynamic Representation of the Schrödinger Equation

流体流动由 Navier-Stokes 方程控制。为了我们的目的,不需要这些方程的最一般形式,而是使用流体的粘度和 体积粘度都消失的特殊形式。这种特殊情况是具有密度的理想流体的流体流动的欧拉方程 [29]之一 $\rho$
$$
\frac{\partial v}{\partial t}+\boldsymbol{v} \cdot \nabla \boldsymbol{v}+\frac{\nabla \boldsymbol{p}}{\rho}-\frac{\boldsymbol{f}}{\rho}=0
$$
在哪里 $f$ 是每单位体积的力。
方程。(6.6) 本质上是牛顿方程,用于流体元件在压力作用下的加速度 $p$ 和力 $f$ 每单位体积由于外场。
注意 $f / p$ 具有每单位质量的力的量纲。此外,还有表达质量守恒的连续性方程:
$$
\frac{\partial}{\partial t}+\nabla \cdot(\rho v)=0
$$

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MATLAB 是一种用于技术计算的高性能语言。它将计算、可视化和编程集成在一个易于使用的环境中,其中问题和解决方案以熟悉的数学符号表示。典型用途包括:数学和计算算法开发建模、仿真和原型制作数据分析、探索和可视化科学和工程图形应用程序开发,包括图形用户界面构建MATLAB 是一个交互式系统,其基本数据元素是一个不需要维度的数组。这使您可以解决许多技术计算问题,尤其是那些具有矩阵和向量公式的问题,而只需用 C 或 Fortran 等标量非交互式语言编写程序所需的时间的一小部分。MATLAB 名称代表矩阵实验室。MATLAB 最初的编写目的是提供对由 LINPACK 和 EISPACK 项目开发的矩阵软件的轻松访问,这两个项目共同代表了矩阵计算软件的最新技术。MATLAB 经过多年的发展,得到了许多用户的投入。在大学环境中,它是数学、工程和科学入门和高级课程的标准教学工具。在工业领域,MATLAB 是高效研究、开发和分析的首选工具。MATLAB 具有一系列称为工具箱的特定于应用程序的解决方案。对于大多数 MATLAB 用户来说非常重要,工具箱允许您学习应用专业技术。工具箱是 MATLAB 函数(M 文件)的综合集合,可扩展 MATLAB 环境以解决特定类别的问题。可用工具箱的领域包括信号处理、控制系统、神经网络、模糊逻辑、小波、仿真等。

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物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|PHYS144

如果你也在 怎样代写原子物理Atomic and Molecular Physics这个学科遇到相关的难题,请随时右上角联系我们的24/7代写客服。

原子、分子和光学物理学是研究光和物质之间的相互作用。物理学家在不同尺度上研究这种相互作用,从原子到分子水平,以探索关键的科学问题。

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物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|PHYS144

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|TIME IN QUANTUM MECHANICS

Time is introduced into the quantum mechanics simply by incorporating a “clock” as a part of the physical system in addition to the parts that constitute our main interest. This can be done in a general way, demonstrating that the details of the clock make no difference in final result [17]. Alternatively, one can use the simplest possible “clock” to introduce time since the exact nature of the timepiece is of peripheral importance. To that end we will suppose that time is measured by a time of flight technique [16]. That is, we suppose that if the mass and energy, or velocity of a particle is known, then its position $R=v t$ defines the time $t$. For simplicity, the coordinates of the clock are just the particle’s position $\varsigma=v t$ on the z-axis. If $H$ is the Hamiltonian for the system without the clock then the Schrödinger equation with the clock is,
$$
\left(-\frac{\hbar^{2}}{2 M} \frac{\partial^{2}}{\partial \varsigma^{2}}+H\right) \Psi=E \Psi
$$
where $M$ is the mass of the “clock” particle. Setting $\Psi=\exp [i K \zeta] \psi$ with $E=\frac{\hbar^{2} K^{2}}{2 M}$ in Eq. (2.1) gives the equivalent equation.
$$
\left(-\frac{\hbar^{2}}{2 M} \frac{\partial^{2}}{\partial \zeta^{2}}-i \hbar^{2} \frac{K}{M} \frac{\partial}{\partial \zeta}+H\right) \psi=0
$$
Eq. (2.2) is fully equivalent to Eq. (2.1) but has a rather different appearance owing to the absence of the energy $E$ on the right hand side. This is compensated for by the presence of the first derivative term on the left hand side. Using that $\hbar K / M=\mathrm{v}$, setting $\varsigma=v t$, and taking the limit that $M \rightarrow \infty$ gives the timedependent Schrödinger equation;
$$
H \psi=i \hbar \frac{\partial \psi}{\partial t}
$$
where the Hamiltonian $H$ may or may not depend explicitly upon the time variable $t$. In either case, the time-dependent Schrödinger equation emerges from the time-independent equation when a macroscopic clock is explicitly introduced. Note that the limit $M \rightarrow \infty$ with $v$ held constant is considered as a macroscopic limit in this construction.

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|BASIS SET METHODS

In those cases where the Hamiltonian $H$ is time-independent the Schrödinger equation Eq. (2.3) has solutions with a simple phase factor.

$$
\psi({\Gamma}, \mathrm{t})=\phi({\mathrm{r}}) \exp [-\mathrm{i} E \mathrm{t} / h]
$$
so that we recover the time-independent Schrödinger equation without the “clock” degrees of freedom.
$$
\mathrm{H}{\phi}({\mathrm{r}})=\mathrm{E} \phi({\mathrm{r}}) . $$ Here $E$ is energy different from the essentially infinite value of $E=\lim {M \rightarrow \infty} \hbar^{2} M v^{2} \rightarrow \infty$, appearing in Eq. (2.1). Solutions of Eq. (2.3) include bound states $\phi_{m}$ and continuum states $\phi_{c}$. It will be assumed that the center of mass motion is factored out and the remaining particle coordinates ${\boldsymbol{r}}$ number $3 N$ as for $N$ independent particles. The set symbol ${\boldsymbol{r}}$ indicates that the coordinate includes the spin variable. Associated with each $N$ particle is a reduced mass. For simplicity we will consider that these particles are all electrons or possibly nuclei with a given, possibly time-dependent, coordinates and that the spin degrees of freedom in $H$ all refer to electron coordinates. Since $E$ is fixed the solutions are eigenstates of the energy operator $H$. To articulate the general theory as simply as possible it is assumed that $H$ describes a oneelectron species, which could be an atom or an $\mathrm{H}^{+}$-like molecular ion. In this case the set of coordinates ${\boldsymbol{r}}$ becomes just one spatial coordinate $r$. Where needed, generalizations to more than one electron will be indicated with a minimum of mathematical detail.

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|PHYS144

原子物理代写

物理代写|原子物理代写Atomic and Molecular Physics代考|TIME IN QUANTUM MECHANICS

除了构成我们主要兴趣的部分之外,简单地通过将”时钟”作为物理系统的一部分来将时间引入量子力学。这可以 以一般方式完成,证明时钟的细节对最终结果没有影响[17]。或者,可以使用最简单的“时钟”来介绍时间,因为 钟表的确切性质是次要的。为此,我们将假设时间是通过飞行时间技术来测量的[16]。也就是说,我们假设如果 一个粒子的质量和能量或速度是已知的,那么它的位置 $R=v t$ 定义时间 $t$. 为简单起见,时钟的坐标只是粒子的 位置 $\varsigma=v t$ 在 $z$ 轴上。如果 $H$ 是没有时钟的系统的哈密顿量,那么有时钟的薛定谔方程是,
$$
\left(-\frac{\hbar^{2}}{2 M} \frac{\partial^{2}}{\partial \varsigma^{2}}+H\right) \Psi=E \Psi
$$
在哪里 $M$ 是”时钟”粒子的质量。环境 $\Psi=\exp [i K \zeta] \psi$ 和 $E=\frac{\hbar^{2} K^{2}}{2 M}$ 在等式。(2.1) 给出了等效方程。
$$
\left(-\frac{\hbar^{2}}{2 M} \frac{\partial^{2}}{\partial \zeta^{2}}-i \hbar^{2} \frac{K}{M} \frac{\partial}{\partial \zeta}+H\right) \psi=0
$$
方程。(2.2) 完全等价于方程式。 (2.1) 但由于没有能量而具有相当不同的外观 $E$ 在右手侧。这通过左侧存在的 一阶导数项来补偿。使用那个 $\hbar K / M=\mathrm{v}$ ,环境 $\varsigma=v t$ ,并取极限 $M \rightarrow \infty$ 给出时间相关的薛定谔方程;
$$
H \psi=i \hbar \frac{\partial \psi}{\partial t}
$$
其中哈密顿量 $H$ 可能或可能不明确取决于时间变量 $t$. 在任何一种情况下,当显式引入宏观时钟时,时间相关的薛 定谔方程都会从与时间无关的方程中出现。请注意,限制 $M \rightarrow \infty$ 和 $v$ 保持恒定被认为是该结构中的宏观限制。

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在那些哈密顿量 $H$ 是与时间无关的薛定谔方程 Eq。(2.3) 有具有简单相位因子的解。
$$
\psi(\Gamma, \mathrm{t})=\phi(\mathrm{r}) \exp [-\mathrm{i} E \mathrm{t} / h]
$$
这样我们就可以恢复没有“时钟”自由度的与时间无关的薛定谔方程。
$$
\mathrm{H} \phi(\mathrm{r})=\mathrm{E} \phi(\mathrm{r}) .
$$
这里 $E$ 是能量不同于本质上的无限值 $E=\lim M \rightarrow \infty \hbar^{2} M v^{2} \rightarrow \infty$ ,出现在方程式中。(2.1)。方程的解决 方案。(2.3) 包括约束状态 $\phi_{m}$ 和连续态 $\phi_{c}$. 假设质心运动被分解,剩余的粒子坐标 $r$ 数字 $3 N$ 至于 $N$ 独立粒子。设 置符号 $\boldsymbol{r}$ 表示坐标包含自旋变量。与每个相关联 $N$ 粒子是减少的质量。为简单起见,我们将考虑这些粒子都是电 子或可能是原子核,具有给定的、可能与时间相关的坐标,并且自旋自由度在 $H$ 都是指电子坐标。自从 $E$ 是固定 的,解是能量算子的本征态 $H$. 为了尽可能简单地阐明一般理论,假设 $H$ 描述了一个电子种类,它可以是一个原 子或一个 $\mathrm{H}^{+}$类分子离子。在这种情况下,坐标集 $r$ 变成一个空间坐标 $r$. 在需要时,将用最少的数学细节表示对 多个电子的概括。

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金融工程是使用数学技术来解决金融问题。金融工程使用计算机科学、统计学、经济学和应用数学领域的工具和知识来解决当前的金融问题,以及设计新的和创新的金融产品。

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非参数统计指的是一种统计方法,其中不假设数据来自于由少数参数决定的规定模型;这种模型的例子包括正态分布模型和线性回归模型。

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广义线性模型(GLM)归属统计学领域,是一种应用灵活的线性回归模型。该模型允许因变量的偏差分布有除了正态分布之外的其它分布。

术语 广义线性模型(GLM)通常是指给定连续和/或分类预测因素的连续响应变量的常规线性回归模型。它包括多元线性回归,以及方差分析和方差分析(仅含固定效应)。

有限元方法代写

有限元方法(FEM)是一种流行的方法,用于数值解决工程和数学建模中出现的微分方程。典型的问题领域包括结构分析、传热、流体流动、质量运输和电磁势等传统领域。

有限元是一种通用的数值方法,用于解决两个或三个空间变量的偏微分方程(即一些边界值问题)。为了解决一个问题,有限元将一个大系统细分为更小、更简单的部分,称为有限元。这是通过在空间维度上的特定空间离散化来实现的,它是通过构建对象的网格来实现的:用于求解的数值域,它有有限数量的点。边界值问题的有限元方法表述最终导致一个代数方程组。该方法在域上对未知函数进行逼近。[1] 然后将模拟这些有限元的简单方程组合成一个更大的方程系统,以模拟整个问题。然后,有限元通过变化微积分使相关的误差函数最小化来逼近一个解决方案。

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随机微积分是数学的一个分支,对随机过程进行操作。它允许为随机过程的积分定义一个关于随机过程的一致的积分理论。这个领域是由日本数学家伊藤清在第二次世界大战期间创建并开始的。

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随机过程,是依赖于参数的一组随机变量的全体,参数通常是时间。 随机变量是随机现象的数量表现,其时间序列是一组按照时间发生先后顺序进行排列的数据点序列。通常一组时间序列的时间间隔为一恒定值(如1秒,5分钟,12小时,7天,1年),因此时间序列可以作为离散时间数据进行分析处理。研究时间序列数据的意义在于现实中,往往需要研究某个事物其随时间发展变化的规律。这就需要通过研究该事物过去发展的历史记录,以得到其自身发展的规律。

回归分析代写

多元回归分析渐进(Multiple Regression Analysis Asymptotics)属于计量经济学领域,主要是一种数学上的统计分析方法,可以分析复杂情况下各影响因素的数学关系,在自然科学、社会和经济学等多个领域内应用广泛。

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