分类: 量子力学代写

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

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量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

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  • (Generalized) Linear Models 广义线性模型
  • Statistical Machine Learning 统计机器学习
  • Longitudinal Data Analysis 纵向数据分析
  • Foundations of Data Science 数据科学基础
物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Quantum Lagrangian

For each $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q})$, we obtain the gauge independent and observer independent quantum lagrangian (see Theorem 17.5.2)
$$
\left.\mathrm{L}[\Psi]:=-d t \wedge\left(\mathrm{imh}\eta(\Psi, \text { д }\lrcorner \nabla^{\uparrow} \Psi\right)+\frac{1}{2}\left(\bar{G} \otimes \mathrm{h}\eta\right)\left(\check{\nabla}^{\uparrow} \Psi, \check{\nabla}^{\dagger} \Psi\right)\right): \boldsymbol{E} \rightarrow \Lambda^4 T^{\dagger} \boldsymbol{E},
$$
with observed and coordinate expressions
$$
\begin{aligned}
& \mathrm{L}[\Psi]=-d t \wedge\left(\mathrm{imh}\eta\left(\Psi, \nabla{\nexists[o]}[o] \Psi\right)+\frac{1}{2}\left(\bar{G} \otimes \mathrm{h}_\eta\right)(\nabla[o] \Psi, \nabla[o] \Psi)\right), \
& \mathrm{L}[\Psi]=\frac{1}{2}\left(-G_0^{i j} \partial_i \bar{\psi} \partial_j \psi+\mathfrak{i}\left(\bar{\psi} \partial_0 \psi-\psi \partial_0 \bar{\psi}\right)-\mathfrak{i} A_0^j\left(\bar{\psi} \partial_j \psi-\psi \partial_j \bar{\psi}\right)+2 \alpha_0 \bar{\psi} \psi\right) v^0 ; \
&
\end{aligned}
$$

With reference to the distinguished quantum basis $b_{\Psi}$, the distinguished observer $o_{\Psi}$, and the potential $A[\Psi]$ “seen by” $\Psi$, the above expression can be written in the following remarkable way (see Theorem 15.2.31 and Corollary 17.5.3)
$$
\mathrm{L}[\Psi]=\left(\frac{1}{2} \bar{G}(d|\Psi|, d|\Psi|)+A[\Psi]|\Psi|^2\right) \otimes v .
$$
We stress that, here again, the explicit mention of the phase polar degree of freedom of the quantum particle $((\Psi))$ disappears; however, it is implicitly encoded in $A[\Psi]$.

According to the standard lagrangian formalism, for each $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q})$, we obtain the “quantum momentum form” (see Proposition 17.5.7)
$$
\mathrm{P}:=\vartheta_Q \bar{\wedge} V_Q \mathrm{~L}: J_1 \boldsymbol{Q} \rightarrow \Lambda^4 T^* \boldsymbol{Q},
$$
with coordinate expression
$$
\begin{aligned}
\mathrm{P}= & \frac{1}{2} \mathfrak{i}(\bar{z} d z-z d \bar{z}) \wedge v_0^0-\frac{1}{2}\left(G_0^{i j}\left(\bar{z}_i d z+z_i d \bar{z}\right)+\mathfrak{i} A_0^j(z d \bar{z}-\bar{z} d z)\right) \wedge v_j^0 \
& +\left(-\frac{1}{2} \mathfrak{i}\left(\bar{z} z_0-z \bar{z}_0\right)+\frac{1}{2}\left(G_0^{i j}\left(\bar{z}_i z_j+z_i \bar{z}_j\right)+\mathfrak{i} A_0^j\left(z \bar{z}_j-\bar{z} z_j\right)\right)\right) v^0 .
\end{aligned}
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Schrödinger Operator

For each $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q})$, we obtain the gauge independent and observer independent Schrödinger operator (see Theorem 17.6.5 and [219])
$$
\left.\mathrm{S}[\Psi]:=\frac{1}{2}(\text { д }\lrcorner \nabla^{\uparrow} \Psi+\delta^{\uparrow}(Q[\Psi])\right) \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes \boldsymbol{Q}\right),
$$
with observed and coordinate expression

$$
\begin{aligned}
& \mathrm{S}[\Psi]=\nabla[o]{\mu[o]} \Psi+\frac{1}{2} \operatorname{div}\eta \mu[o] \Psi-\mathfrak{i} \frac{1}{2} \Delta[G, o] \Psi, \
& \mathrm{S}[\Psi]=\left(\partial_0 \psi-\frac{1}{2} \mathrm{i} G_0^{i j} \partial_{i j} \psi-\left(A_0^j+\frac{1}{2} \mathrm{i} \frac{\partial_i\left(G_0^{i j} \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}}\right) \partial_j \psi\right. \
& \left.+\frac{1}{2}\left(\frac{\partial_0 \sqrt{|g|}}{\sqrt{|g|}}-\frac{\partial_i\left(A_0^i \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}}-\mathfrak{i} 2 \alpha_0\right) \psi\right) u^0 \otimes \mathrm{b} . \
&
\end{aligned}
$$
Several authors say that the Schrödinger equation is observer dependent; this fact happens if we consider an arbitrary phenomenological potential. But, if we deal with the joined gravitational and electromagnetic potential, then the Schrödinger equation turns out to be observer equivariant. In fact, the above joined potential fulfills a distinguished transition law (determined by the upper quantum connection), which turns out to be responsible for the observer equivariance of the Schrödinger equation. Of course, a possible additional phenomenological potential might be added by hand to our Schrödinger equation, but so doing we would break the covariance of the equation.

With reference to the distinguished quantum basis $\mathrm{b}{\Psi}$, the distinguished observer $o{\Psi}$, and the potential $A[\Psi]$ “seen by” $\Psi$, the above expression can be written in the following remarkable way (see Corollary 17.6.9)
$$
\mathrm{S}[\Psi]=\left(\text { д }\left[o_{\Psi}\right] \cdot|\Psi|+\frac{1}{2}|\Psi| \operatorname{div}\eta \text { д }\left[o{\Psi}\right]-\mathfrak{i}\left(\frac{1}{2} \Delta[G]|\Psi|+A[\Psi]\right)|\Psi|\right) \otimes \mathrm{b}_{\Psi} .
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Quantum Lagrangian

对于每个 $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q})$ ,我们得到规范独立和观察者独立的量子拉格朗日量 (见定理 17.5.2)
$$
\left.\mathrm{L}[\Psi]:=-d t \wedge\left(\operatorname{imh} \eta(\Psi, \Omega\lrcorner \nabla^{\uparrow} \Psi\right)+\frac{1}{2}(\bar{G} \otimes \mathrm{h} \eta)\left(\check{\nabla}^{\uparrow} \Psi, \check{\nabla}^{\dagger} \Psi\right)\right): \boldsymbol{E} \rightarrow \Lambda^4 T^{\dagger} \boldsymbol{E},
$$
具有观察和坐标表达式
$$
\mathrm{L}[\Psi]=-d t \wedge\left(\operatorname{imh} \eta(\Psi, \nabla \nexists[o][o] \Psi)+\frac{1}{2}\left(\bar{G} \otimes \mathrm{h}_\eta\right)(\nabla[o] \Psi, \nabla[o] \Psi)\right), \quad \mathrm{L}[\Psi]=\frac{1}{2}\left(-G_0^{i j}\right.
$$
方式 (见定理 $15.2 .31$ 和推论 17.5.3)
$$
\mathrm{L}[\Psi]=\left(\frac{1}{2} \bar{G}(d|\Psi|, d|\Psi|)+A[\Psi]|\Psi|^2\right) \otimes v
$$
我们再次强调,这里明确提到了量子粒子的相极自由度 $((\Psi))$ 消失;然而,它被隐式编码在 $A[\Psi]$.
根据标准的拉格朗日形式,对于每个 $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q}$ ),我们得到“量子动量形式”(见命题 17.5.7)
$$
\mathrm{P}:=\vartheta_Q \bar{\wedge} V_Q \mathrm{~L}: J_1 \boldsymbol{Q} \rightarrow \Lambda^4 T^* \boldsymbol{Q},
$$
用坐标表示
$$
\mathrm{P}=\frac{1}{2} \mathrm{i}(\bar{z} d z-z d \bar{z}) \wedge v_0^0-\frac{1}{2}\left(G_0^{i j}\left(\bar{z}_i d z+z_i d \bar{z}\right)+\mathfrak{i} A_0^j(z d \bar{z}-\bar{z} d z)\right) \wedge v_j^0 \quad+\left(-\frac{1}{2} \mathrm{i}\left(\bar{z} z_0\right.\right.
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Schrödinger Operator

对于每个 $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q})$ ,我们得到规范独立和观察者独立的辠定谔算子 (见定理 $17.6 .5$ 和 [219])
$$
\left.\mathrm{S}[\Psi]:=\frac{1}{2}(\text { ㅍ. }\lrcorner \nabla^{\uparrow} \Psi+\delta^{\uparrow}(Q[\Psi])\right) \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes \boldsymbol{Q}\right),
$$
具有观察和坐标表达
$$
\mathrm{S}[\Psi]=\nabla[o] \mu[o] \Psi+\frac{1}{2} \operatorname{div} \eta \mu[o] \Psi-\mathrm{i} \frac{1}{2} \Delta[G, o] \Psi, \quad \mathrm{S}[\Psi]=\left(\partial_0 \psi-\frac{1}{2} \mathrm{i} G_0^{i j} \partial_{i j} \psi-\left(A_0^j\right.\right.
$$
几位作者说薛定谔方程是依赖于观察者的;如果我们考虑任意的现象学潜力,就会发生这一事实。但是, 如果我们处理合并的引力势和电磁势,那么薛定谔方程就是观察者等变的。事实上,上述联合势能满足一 个显着的过渡定律(由上层量子联系决定),它被证明是造成薛定谔方程的观察者等变性的原因。当然, 可以手动将可能的额外现象学势添加到我们的薛定谔方程中,但这样做会破坏方程的协方差。 着方式 (见推论 17.6.9)
$$
\mathrm{S}[\Psi]=\left(\text { д }\left[o_{\Psi}\right] \cdot|\Psi|+\frac{1}{2}|\Psi| \operatorname{div} \eta \text { д }[o \Psi]-\mathrm{i}\left(\frac{1}{2} \Delta[G]|\Psi|+A[\Psi]\right)|\Psi|\right) \otimes \mathrm{b}_{\Psi} .
$$

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金融工程代写

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。

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。

tatistics-lab作为专业的留学生服务机构,多年来已为美国、英国、加拿大、澳洲等留学热门地的学生提供专业的学术服务,包括但不限于Essay代写,Assignment代写,Dissertation代写,Report代写,小组作业代写,Proposal代写,Paper代写,Presentation代写,计算机作业代写,论文修改和润色,网课代做,exam代考等等。写作范围涵盖高中,本科,研究生等海外留学全阶段,辐射金融,经济学,会计学,审计学,管理学等全球99%专业科目。写作团队既有专业英语母语作者,也有海外名校硕博留学生,每位写作老师都拥有过硬的语言能力,专业的学科背景和学术写作经验。我们承诺100%原创,100%专业,100%准时,100%满意。

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。

时间序列分析代写

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
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EXCEL代写深度学习代写
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

如果你也在 怎样代写量子力学quantum mechanics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。

量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

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我们提供的量子力学quantum mechanics及其相关学科的代写,服务范围广, 其中包括但不限于:

  • Statistical Inference 统计推断
  • Statistical Computing 统计计算
  • Advanced Probability Theory 高等概率论
  • Advanced Mathematical Statistics 高等数理统计学
  • (Generalized) Linear Models 广义线性模型
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Kinetic Quantum Vector Field

For each proper quantum section $\Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q}_{/ 0}\right)$, we obtain the gauge independent and observer independent “kinetic quantum vector field” (see Corollary 17.3.5)
$$
\mathrm{Q}[\Psi] / \Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E},\left(\mathbb{T}^* \otimes T \boldsymbol{E} \otimes \mathbb{C}\right)\right),
$$
with observed and coordinate expression
$$
\begin{aligned}
\mathrm{Q}[\Psi] / \Psi & =\left(\text { д }[o]+\vec{\nabla}^\omegao)+\mathrm{i} \vec{d}|\Psi|\right) \
& =\left(\partial_0-\left(\mathrm{i} G_0^{i j} \partial_j \psi / \psi+A_0^i\right) \partial_i\right) \otimes u^0 .
\end{aligned}
$$

In particular, with reference to the distinguished “rest observer” $o_{\Psi}$ associated with the proper quantum section $\Psi$, we have the splitting (see Corollary 17.3.5)
$$
\mathrm{Q}[\Psi] / \Psi=\mathrm{V}[\Psi]-\mathfrak{i} \vec{d} \log |\Psi|
$$
into real and imaginary components, which are related, respectively, to the real polar degrees of freedom of the quantum particle (see sect. 1.5.4 and Proposition 14.7.2).
We stress that an analogous splitting would have no meaning for $Q[\Psi]$.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Quantum Probability Current

For each $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q})$, we obtain the gauge independent and observer independent quantum probability current (see Theorem 17.4.2)
$$
J[\Psi]:=\text { д } \otimes|\Psi|^2-\operatorname{reh}\left(\Psi, i \overrightarrow{\nabla^{\uparrow}} \Psi\right) \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{L}^{-3} \otimes\left(\mathbb{T}^* \otimes T \boldsymbol{E}\right)\right),
$$
with observed and coordinate expressions
$$
\begin{aligned}
J[\Psi] & =|\Psi|^2 \text { д[o] – re h }(\Psi, i \vec{\nabla}[o] \Psi) \
& =\left(|\psi|^2 \partial_0+\left(i \frac{1}{2} G_0^{i j}\left(\psi \partial_j \bar{\psi}-\bar{\psi} \partial_j \psi\right)-A_0^i|\psi|^2\right) \partial_i\right) \otimes u^0 .
\end{aligned}
$$
In particular, for each proper quantum section $\Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E}, Q_{/ 0}\right)$, we have the expression $J[\Psi]=|\Psi|^2 V[\Psi]$, which emphasises the role of the two real polar degrees of freedom of the quantum particle.

In view of the discussion of quantum currents, it is convenient to introduce also the quantum probability form $\left[[\Psi]:=i_{[}[\Psi] v \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \Lambda^3 T \boldsymbol{E}\right)\right.$, with coordinate expression $\left[[\Psi]=\left(|\psi|^2 v_0^0+\left(\mathrm{i} \frac{1}{2} G_0^{i j}\left(\psi \partial_j \bar{\psi}-\bar{\psi} \partial_j \psi\right)-A_0^i|\psi|^2\right) v_i^0\right)\right.$ (see Proposition 3.2.4).

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Kinetic Quantum Vector Field

对于每个适当的量子部分 $\Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q}_{/ 0}\right)$ ,我们得到规范独立和观察者独立的“动力学量子矢量场”
(见推论 17.3.5)
$$
\mathrm{Q}[\Psi] / \Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E},\left(\mathbb{T}^* \otimes T \boldsymbol{E} \otimes \mathbb{C}\right)\right),
$$
具有观察和坐标表达式
$\$ \$$
、begin ${$ aligned $}$
$\mid$ vec ${\mathrm{d}}|\backslash \mathrm{Psi}| \backslash$ \ight) $\backslash$ $\mathrm{u}^{\wedge} 0$ 。
结束 ${$ 对齐}
$\$ \$$
特别是,关于杰出的“休息观察员” $O \Psi$ 与适当的量子部分相关联 $\Psi$ ,我们有分裂(见推论 17.3.5)
$$
\mathrm{Q}[\Psi] / \Psi=\mathrm{V}[\Psi]-\mathrm{i} \vec{d} \log |\Psi|
$$
分为实部和虚部,它们分别与量子粒子的实极自由度相关(参见第 1.5.4 节和命题 14.7.2)。 我们强调类似的分裂对 $Q[\Psi]$.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Quantum Probability Current

对于每个 $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q}$ ),我们得到规范独立和观察者独立的量子概率电流 (见定理 17.4.2)
$$
J[\Psi]:=\text { д } \otimes|\Psi|^2-\operatorname{reh}\left(\Psi, i \overrightarrow{\nabla^{\uparrow}} \Psi\right) \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{L}^{-3} \otimes\left(\mathbb{T}^* \otimes T \boldsymbol{E}\right)\right),
$$
具有观察和坐标表达式
$$
J[\Psi]=|\Psi|^2 \text { д }[\mathrm{o}]-\operatorname{reh}(\Psi, i \vec{\nabla}[o] \Psi) \quad=\left(|\psi|^2 \partial_0+\left(i \frac{1}{2} G_0^{i j}\left(\psi \partial_j \bar{\psi}-\bar{\psi} \partial_j \psi\right)-A_0^i|\psi|^2\right)\right.
$$
, wehavetheexpression $][\mathrm{IPsi}]=|\backslash \mathrm{Psi}|^{\wedge} 2 \mathrm{~V}[\mathrm{\backslash Psi}] \$$ ,强调了量子粒子的两个实极自由度的作用。
鉴于对量子流的讨论,引入量子概率形式也很方便 $\left[[\Psi]:=i_{[}[\Psi] v \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \Lambda^3 T \boldsymbol{E}\right)\right.$ ,坐标表达式 $\left[[\Psi]=\left(|\psi|^2 v_0^0+\left(\mathrm{i} \frac{1}{2} G_0^{i j}\left(\psi \partial_j \bar{\psi}-\bar{\psi} \partial_j \psi\right)-A_0^i|\psi|^2\right) v_i^0\right)(\right.$ 见提案 3.2.4)。

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金融工程代写

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。

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

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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Quantum Velocity

For each proper quantum section $\Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q}{/ 0}\right)$, we obtain the gauge independent and observer independent “quantum velocity” (see Theorem 17.2.2) $$ \mathrm{V}[\Psi]:=д+\vec{\nabla}^{\dagger \omega}((\Psi)) \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes T \boldsymbol{E}\right), $$ with observed and coordinate expressions $$ \begin{aligned} \mathrm{V}[\Psi] & =\mu[o]+\vec{\nabla}^{\mathbb{E}}o) \ & =u^0 \otimes\left(\partial_0+\left(G_0^{i j} \partial_j \varphi-A_0^i\right) \partial_i\right) . \end{aligned} $$ In particular, with reference to the distinguished observer $O{\Psi}$ associated with the proper quantum section $\Psi$, we obtain the equality $\mathrm{V}[\Psi]=д\left[o_{\Psi}\right]$.

The quantum velocity has a close relation with the kinetic quantum tensor, the kinetic quantum vector field and the quantum probability current (see Corollary 17.3.3 and Theorem 17.4.2). Moreover, the quantum velocity plays a key role in the context of the hydrodynamical picture of Quantum Mechanics (see Theorem 18.1.1).

The quantum velocity is a rather usual object of standard Quantum Mechanics. But, our 4-dimensional intrinsic presentation, the link with the “rest observer” and the related physical interpretation can be hardly achieved in standard Quantum Mechanics.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Kinetic Quantum Tensor

For each $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q})$, we obtain the gauge independent and observer independent “kinetic quantum tensor” (see Theorem 17.3.2)
$$
\mathrm{Q}[\Psi]:=\text { д } \otimes \Psi-i \vec{\nabla}^{\dagger} \Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes(T \boldsymbol{E} \otimes \boldsymbol{Q})\right),
$$
with observed and coordinate expressions
$$
\begin{aligned}
\mathrm{Q}[\Psi] & =д[o] \otimes \Psi-\mathrm{i} \vec{\nabla}[o] \Psi \
& =\left(\psi \partial_0-\mathfrak{i} G_0^{i j}\left(\partial_j \psi-\mathfrak{i} A_j \psi\right) \partial_i\right) \otimes u^0 \otimes \mathrm{b} .
\end{aligned}
$$
In particular, for each $\Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q}_{/ 0}\right)$, we have the splitting
$$
\mathrm{Q}[\Psi]=(\mathrm{V}[\Psi]-\mathrm{i} \vec{d} \log |\Psi|) \otimes \Psi
$$
The kinetic quantum tensor is a rather unusual object, with respect to standard Quantum Mechanics but this object plays a relevant role in our approach, as it is the source of the Schrödinger operator via the projectability criterion (see Theorem 17.6.5).

Indeed, the kinetic quantum tensor has a close relation with the quantum velocity (see Corollary 17.3.3). Furthermore, the kinetic quantum tensor has a close relation with the quantum momentum operator (see Example 20.1.12).

In this respect, we stress that the standard approach to Quantum Mechanics, the notion of quantum momentum is usually strictly linked with the Fourier formalism. However, in a curved spacetime, the Fourier methods can be hardly proposed in a covariant way. So, in our general curved framework, we are forced to follow a completely different geometric way, which, in the flat case, reproduces known objects and results.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Quantum Velocity

对于每个适当的量子部分 $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q} / 0$ ),我们得到规范独立和观察者独立的“量子速度”(见定理 $17.2 .2)$
$$
\mathrm{V}[\Psi]:=\text { д }+\vec{\nabla}^{\dagger \omega}((\Psi)) \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes T \boldsymbol{E}\right),
$$
具有观察和坐标表达式 $\$ \$$ begin ${$ aligned $} \backslash m a t h r m{V}[\backslash P s i] \&=\backslash m u[o]+\backslash v e c{\backslash \ln a b l a} \wedge{\backslash m a t h b b{E}}$ o lend{aligned $\$ \$$ 特指尊敬的观察者 $O \Psi$ 与适当的量子部分相关联 $\Psi$ ,我们得到平等 $\mathrm{V}[\Psi]=$ I. $\left[O_{\Psi}\right]$.
量子速度与动量子张量、动量子向量场和量子概率流有密切关系(见推论17.3.3和定理17.4.2)。此外, 量子速度在量子力学的流体动力学图景中起着关键作用 (见定理 18.1.1)。
量子速度是标准量子力学的一个相当常见的对象。但是,我们的 4 维本征表示、与“静止观察者”的联系以 及相关的物理解释很难在标准量子力学中实现。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Kinetic Quantum Tensor

对于每个 $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q}$ ),我们得到规范独立和观察者独立的“动力学量子张量” (见定理 17.3.2)
$$
\mathrm{Q}[\Psi]:=\text { 刀 } \otimes \Psi-i \vec{\nabla}^{\dagger} \Psi \in \sec \left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes(T \boldsymbol{E} \otimes \boldsymbol{Q})\right)
$$
具有观察和坐标表达式
$$
\mathrm{Q}[\Psi]=\mathrm{I}[o] \otimes \Psi-\mathrm{i} \vec{\nabla}[o] \Psi \quad=\left(\psi \partial_0-\mathrm{i} G_0^{i j}\left(\partial_j \psi-\mathrm{i} A_j \psi\right) \partial_i\right) \otimes u^0 \otimes \mathrm{b} .
$$
特别地,对于每个 $\Psi \in \sec (\boldsymbol{E}, \boldsymbol{Q} / 0)$ ,我们有分裂
$$
\mathrm{Q}[\Psi]=(\mathrm{V}[\Psi]-\mathrm{i} \vec{d} \log |\Psi|) \otimes \Psi
$$
相对于标准量子力学,动能量子张量是一个相当不寻常的对象,但该对象在我们的方法中起着重要作用, 因为它是通过可射性标准得出的薛定谔算子的来源(参见定理 17.6.5)。
事实上,动力学量子张量与量子速度有着密切的关系(见推论 17.3.3) 。此外,动力学量子张量与量子 动量算子有着密切的关系(见例 20.1.12)。
在这方面,我们强调量子力学的标准方法,即量子动量的概念通常与傅立叶形式主义严格相关。然而,在 弯曲时空,傅里叶方法很难以协变的方式提出。因此,在我们一般的弯曲框架中,我们被迫遵循完全不同 的几何方式,在平面情况下,它再现了已知的对象和结果。

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金融工程代写

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。

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。

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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。

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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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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|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

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量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Interpretation

The complex Schrödinger wave function $\Psi(x, t)$, for which we write the underlying differential equation in quantum mechanics, is not a physical observable. As you might imagine, this leads to substantial complications. On the other hand, we do know intuitively that the wave function should be large where the particle is, and small where it is not. Born suggested that we interpret the square of the modulus of $\Psi(x, t)$ as the probability density of finding the particle at the position $x$ at the time $t$
$$
\rho(x, t) \equiv|\Psi(x, t)|^2=\Psi^(x, t) \Psi(x, t) \quad ; \text { probability density }(2.12) $$ Here $\Psi^(x, t)$ is the complex conjugate of $\Psi(x, t)$.
We should at least find a continuity equation for the probability density $\rho(x, t)$, and the consequent conservation of probability, in the theory. Let us try to establish that. Consider
$$
\frac{\partial \rho}{\partial t}=\frac{\partial \Psi^(x, t)}{\partial t} \Psi(x, t)+\Psi^(x, t) \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial t}
$$
The complex conjugate of the Schrödinger equation gives
$$
-i \hbar \frac{\partial \Psi^(x, t)}{\partial t}=[H \Psi(x, t)]^
$$
Hence
$$
\frac{\partial \rho}{\partial t}=\frac{1}{i \hbar}\left{\Psi^(x, t)[H \Psi(x, t)]-[H \Psi(x, t)]^ \Psi(x, t)\right}
$$

Insertion of the differential form of $H=-\hbar^2 \partial^2 / \partial x^2$ allows this to be written as
$$
\frac{\partial \rho}{\partial t}=-\frac{\partial S(x, t)}{\partial x}
$$
where
$$
\begin{aligned}
S(x, t) &=\frac{1}{2 m}\left{\Psi^{\star}(x, t) \frac{\hbar}{i} \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial x}+\left[\frac{\hbar}{i} \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial x}\right]^* \Psi(x, t)\right} \
&=\frac{1}{2 m}\left{\Psi^{\star}(x, t) p \Psi(x, t)+[p \Psi(x, t)]^* \Psi(x, t)\right} \
\text {; probability flux }
\end{aligned}
$$
Thus we have achieved our continuity equation for the probability density. Note that the probability flux $S(x, t)$ is just a mean value of $p / m$ for the particle, or its mean velocity. Note also that $S(x, t)$ is explicitly real.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Stationary States

Let us look for separated solutions to the partial differential Schrödinger equation
$$
\Psi(x, t)=\Phi(t) \psi(x)
$$
We will eventually build the general solution out of these. Substitution into the equation, and division by $\Psi=\Phi \psi$, gives
$$
i \hbar \frac{1}{\Phi(t)} \frac{d \Phi(t)}{d t}=\frac{1}{\psi(x)} H \psi(x)
$$
In order for this to hold for all $(x, t)$, both expressions must simply be equal to some constant $E$.
For the first term, one then has
$$
i \hbar \frac{d \Phi(t)}{d t}=E \Phi(t)
$$
The solution to this equation is
$$
\Phi(t)=e^{-i E t / \hbar}
$$
For the second term, one has
$$
H \psi(x)=E \psi(x)
$$

This is a differential eigenvalue equation, where $E$ is the eigenvalue, and $\psi(x)$ is the eigenfunction. Multiply this equation on the left by $\psi^$, and integrate over the appropriate range in $x$. This gives $$ \frac{\int d x \psi^(x) H \psi(x)}{\int d x|\psi(x)|^2}=E
$$
Let us assume that the hamiltonian is hermitian and satisfies
$$
\int d x \psi^(x) H \psi(x)=\int d x[H \psi(x)]^ \psi(x) \quad \text {; hermitian }
$$
We will discuss this property is some detail below. In this case, one has
$$
E=E^* \quad \text {; real }
$$
The eigenvalue $E$ of the hermitian hamiltonian $H$ is real, and since it is just the mean value of the hamiltonian by Eq. (2.23), we can identify it as the energy of the system.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Interpretation

复杂的薛定谔波函数 $\Psi(x, t)$ ,我们为此编写了量子力学中的基本微分方程,它不是物理可观察的。正如您想象 的那样,这会导致严重的并发症。另一方面,我们确实凭直觉知道,粒子所在的地方波函数应该大,没有粒子 的地方波函数应该小。玻恩建议我们解释模数的平方 $\Psi(x, t)$ 作为在该位置找到粒子的概率密度 $x$ 当时 $t$
$$
\left.\rho(x, t) \equiv|\Psi(x, t)|^2=\Psi^{(} x, t\right) \Psi(x, t) \quad ; \text { probability density (2.12) }
$$
这里 $\left.\Psi^{(} x, t\right)$ 是的复共轭 $\Psi(x, t)$.
我们至少应该找到概率密度的连续性方程 $\rho(x, t)$ ,以及随之而来的概率守恒,在理论上。让我们尝试确定这一 点。考虑
$$
\left.\frac{\partial \rho}{\partial t}=\frac{\left.\partial \Psi^{(} x, t\right)}{\partial t} \Psi(x, t)+\Psi^{(} x, t\right) \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial t}
$$
薛定谔方程的复共轭给出
因此
揷入微分形式 $H=-\hbar^2 \partial^2 / \partial x^2$ 允许将其写为
$$
\frac{\partial \rho}{\partial t}=-\frac{\partial S(x, t)}{\partial x}
$$
在哪里
这样我们就得到了概率密度的连续性方程。请注意,概率通量 $S(x, t)$ 只是一个平均值 $p / m$ 对于粒子,或其平均 速度。还要注意的是 $S(x, t)$ 是明确真实的。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Stationary States

让我们寻找偏微分薛定谔方程的分离解
$$
\Psi(x, t)=\Phi(t) \psi(x)
$$
我们最终将基于这些构建通用解决方案。代入方程式,除以 $\Psi=\Phi \psi$ ,给出
$$
i \hbar \frac{1}{\Phi(t)} \frac{d \Phi(t)}{d t}=\frac{1}{\psi(x)} H \psi(x)
$$
为了让这对所有人都适用 $(x, t)$ ,两个表达式必须简单地等于某个常量 $E$. 对于第一个术语,然后有
$$
i \hbar \frac{d \Phi(t)}{d t}=E \Phi(t)
$$
这个方程的解是
$$
\Phi(t)=e^{-i E t / \hbar}
$$
对于第二佳期,一个人有
$$
H \psi(x)=E \psi(x)
$$
这是一个微分特征值方程,其中 $E$ 是特征值,并且 $\psi(x)$ 是本征函数。将这个等式左边乘以 $\mid \mathrm{psi} \mathrm{p}^{\wedge}$ ,并在适当的 范围内整合 $x$. 这给
$$
\frac{\left.\int d x \psi^{(} x\right) H \psi(x)}{\int d x|\psi(x)|^2}=E
$$
让我们假设哈密尔顿是厄尔米特并且满足
$$
\left.\int d x \psi^{(} x\right) H \psi(x)=\int d x[H \psi(x)]^\psi(x) \quad ; \text { hermitian }
$$
我们将在下面详细讨论此属性。在这种情况下,有
$$
E=E^* \quad ; \text { real }
$$
特征值 $E$ 厄米汉密尔顿的 $H$ 是真实的,因为它只是方程式的哈密顿量的平均值。(2.23),我们可以将其定义为系 统的能量。

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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。

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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

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量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|de Broglie Relation

In attempting to write a wave relation for a non-relativistic particle of mass $m$, de Broglie appealed to the analogous photon relations from the above. He associated a wavelength with the momentum according to
$$
p=m v=\hbar k=\frac{h}{\lambda} \quad ; \text { de Broglie wavelength }
$$
As one immediate consequence, if one fits an integral number $n$ of wavelengths around a circle of radius $a$, then
$$
2 \pi a=n \lambda=\frac{n h}{m v}
$$
The angular momentum $|\vec{L}|$ of a particle moving around in the circle is then
$$
|\vec{L}|=m v a=n \hbar \quad ; \text { angular momentum }
$$
As we have seen, this is precisely the quantization condition that leads to the Bohr theory of the one-electron atom! $!^1$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Schr¨odinger Equation

With the de Broglie relation, and the angular frequency $\omega(k)$ given by
$$
\varepsilon=\hbar \omega(k)=\frac{p^2}{2 m}=\frac{(\hbar k)^2}{2 m}
$$ the wave in Eq. (1.1) now takes the dispersive form
$$
\Psi(x, t)=e^{i[k x-\omega(k) t]}=e^{i\left[k x-\left(\hbar k^2 / 2 m\right) t\right]}
$$
Appropriate linear combinations of these waves can again describe a localized wave packet. ${ }^2$
Let us ask what wave equation this $\Psi(x, t)$ satisfies. Evidently
$$
i \hbar \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial t}=-\frac{\hbar^2}{2 m} \frac{\partial^2 \Psi(x, t)}{\partial x^2}
$$
The momentum of the particle is $p=\hbar k$. This quantity is obtained from the wave in Eq. (2.5) by taking a partial derivative with respect to $x$. Let us therefore define the momentum $p$ to be the differential operator
$$
p \equiv \frac{\hbar}{i} \frac{\partial}{\partial x} \quad \quad ; \text { momentum }
$$
and write the hamiltonian $H(p)$ for a free particle as
$$
H=\frac{p^2}{2 m}=-\frac{\hbar^2}{2 m} \frac{\partial^2}{\partial x^2} \quad \text {; hamiltonian }
$$
Then this wave $\Psi(x, t)$ for a free particle satisfies the Schrödinger equation
$$
i \hbar \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial t}=H \Psi(x, t) \quad ; \text { Schrödinger equation }
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|de Broglie Relation

试图为非相对论质量粒子写出波动关系 $m$, 德布罗意从上面求助于类似的光子关系。他根据以下公式将波长与动 量联系起来
$$
p=m v=\hbar k=\frac{h}{\lambda} \quad ; \text { de Broglie wavelength }
$$
作为一个直接结果,如果一个适合整数 $n$ 围绕半径圆的波长 $a$ ,然后
$$
2 \pi a=n \lambda=\frac{n h}{m v}
$$
角动量 $|\vec{L}|$ 一个在圆圈内运动的粒子是
$$
|\vec{L}|=m v a=n \hbar \quad ; \text { angular momentum }
$$
正如我们所看到的,这正是导致单电子原子玻尔理论的量子化条件! !

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Schr¨odinger Equation

与德布罗意关系和角频率 $\omega(k)$ 由
$$
\varepsilon=\hbar \omega(k)=\frac{p^2}{2 m}=\frac{(\hbar k)^2}{2 m}
$$
方程式中的波。(1.1) 现在采用分散形式
$$
\Psi(x, t)=e^{i[k x-\omega(k) t]}=e^{i\left[k x-\left(\hbar k^2 / 2 m\right) t\right]}
$$
这些波的适当线性组合可以再次描述局部波包。 ${ }^2$
请问这是什么波动方程 $\Psi(x, t)$ 满足。显然
$$
i \hbar \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial t}=-\frac{\hbar^2}{2 m} \frac{\partial^2 \Psi(x, t)}{\partial x^2}
$$
粒子的动量为 $p=\hbar k$. 这个数量是从方程式中的波中获得的。(2.5) 通过对 $x$. 因此让我们定义动量 $p$ 成为微分算 子
$$
p \equiv \frac{\hbar}{i} \frac{\partial}{\partial x} \quad ; \text { momentum }
$$
并写出汉密尔顿 $H(p)$ 对于一个自由粒子作为
$$
H=\frac{p^2}{2 m}=-\frac{\hbar^2}{2 m} \frac{\partial^2}{\partial x^2} \quad ; \text { hamiltonian }
$$
那么这一波 $\Psi(x, t)$ 对于自由粒子满足薛定谔方程
$$
i \hbar \frac{\partial \Psi(x, t)}{\partial t}=H \Psi(x, t) \quad ; \text { Schrödinger equation }
$$

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金融工程代写

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。

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。

时间序列分析代写

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
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SPSS代写计量经济学代写
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

如果你也在 怎样代写量子力学quantum mechanics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。

量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

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我们提供的量子力学quantum mechanics及其相关学科的代写,服务范围广, 其中包括但不限于:

  • Statistical Inference 统计推断
  • Statistical Computing 统计计算
  • Advanced Probability Theory 高等概率论
  • Advanced Mathematical Statistics 高等数理统计学
  • (Generalized) Linear Models 广义线性模型
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  • Longitudinal Data Analysis 纵向数据分析
  • Foundations of Data Science 数据科学基础
物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Planck Distribution

Early in the twentieth century, Planck was studying the distribution of energy as a function of frequency for the electromagnetic radiation in a cavity. Normal modes are uncoupled simple harmonic oscillators. The classical equipartition theorem says that the energy of a simple harmonic oscillator at an absolute temperature $T$ is
$$
\langle\varepsilon(\nu)\rangle=k_B T \quad \text {; equipartition for s.h.o. }
$$
where $k_B$ is Boltzmann’s constant
$$
k_B=1.381 \times 10^{-23} \mathrm{~J} /{ }^{\circ} \mathrm{K} \quad ; \text { Boltzmann’s constant }
$$
Since there is no limit to how small the wavelength can be, or how high the frequency, this classical result says there should be an ever-increasing energy as a function of frequency for the radiation in a cavity, the so-called ultraviolet catastrophe. ${ }^2$

To fit his data, Planck employed an empirical expression of the form
$$
\langle\varepsilon(\nu)\rangle=\frac{h \nu}{e^{h \nu / k_B T}-1} \quad \quad \text { Planck distribution }
$$
where $h$ is a constant obtained from the fit, now known as Planck’s constant
$$
\frac{h}{2 \pi} \equiv \hbar=1.055 \times 10^{-34} \mathrm{Js} \quad ; \text { Planck’s constant }
$$
Note that at low frequency, the Planck distribution reproduces the equipartition result
$$
\frac{h \nu}{e^{h \nu / k_B T}-1} \rightarrow k_B T \quad ; h \nu \ll k_B T
$$
while at high frequency, it now disappears exponentially
$$
\frac{h \nu}{e^{h \nu / k_B T}-1} \rightarrow h \nu e^{-h \nu / k_B T} \quad ; h \nu \gg k_B T
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Photons

The fact that light waves actually consist of photons, which manifest particle properties, was demonstrated by Einstein in his examination of the photoelectric effect, where light shining on various solids ejects electrons. The photons of light each have an energy
$$
\varepsilon=h \nu \quad \text {; photon }
$$
We know the momentum flux in an electromagnetic wave is $1 / c$ times the energy flux, and hence each photon in light also has a momentum
$$
p=\frac{h \nu}{c} \quad \text {; photon }
$$
Photons are now observed every day in the laboratory as single events in low-intensity radiation detectors.Sound waves in materials also regularly exhibit particle properties through phonons, which satisfy analogous relations to the above. ${ }^4$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Planck Distribution

二十世纪初,普朗克正在研究作为空腔中电磁辐射频率函数的能量分布。正常模式是非耦合简谐振子。经典均 分定理说简谐振子在绝对温度下的能量 $T$ 是
$$
\langle\varepsilon(\nu)\rangle=k_B T \quad ; \text { equipartition for s.h.o. }
$$
在哪里 $k_B$ 是玻尔兹曼常数
$$
k_B=1.381 \times 10^{-23} \mathrm{~J} /{ }^{\circ} \mathrm{K} \quad ; \text { Boltzmann’s constant }
$$
由于对波长有多小或频率有多高没有限制,这个经典结果表明,对于空腔中的辐射,应该有一个不断增加的能 量作为频率的函数,即所谓的紫外线灾难。 2
为了拟合他的数据,普朗克采用了以下形式的经验表达式
$$
\langle\varepsilon(\nu)\rangle=\frac{h \nu}{e^{h \nu / k_B T}-1} \quad \text { Planck distribution }
$$
在哪里 $h$ 是从拟合中获得的常数,现在称为普朗克常数
$$
\frac{h}{2 \pi} \equiv \hbar=1.055 \times 10^{-34} \mathrm{Js} \quad ; \text { Planck’s constant }
$$
请注意,在低频下,普朗克分布再现了均分结果
$$
\frac{h \nu}{e^{h \nu / k_B T}-1} \rightarrow k_B T \quad ; h \nu \ll k_B T
$$
而在高频下,它现在呈指数消失
$$
\frac{h \nu}{e^{h \nu / k_B T}-1} \rightarrow h \nu e^{-h \nu / k_B T} \quad ; h \nu \gg k_B T
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Photons

爱因斯坦在他对光电效应的研究中证明了光波实际上由表现出粒子特性的光子组成的事实,在光电效应中,光 照射在各种固体上会射出电子。每个光子都有能量
$$
\varepsilon=h \nu \quad ; \text { photon }
$$
我们知道电磁波中的动量通量是 $1 / c$ 乘以能量通量,因此光中的每个光子也具有动量
$$
p=\frac{h \nu}{c} \quad ; \text { photon }
$$
光子现在每天在实验室中作为低强度辐射探测器中的单个事件被观察到。材料中的声波也经常通过声子表现出 粒子特性,这满足与上述类似的关系。

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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。

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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。

时间序列分析代写

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。

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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
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EVIEWS代写时间序列分析代写
EXCEL代写深度学习代写
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

如果你也在 怎样代写量子力学quantum mechanics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。

量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Limits Between Different Theories

Quite often in the literature we can find a usual comparison between einsteinian Classical Mechanics and galilean Classical Mechanics by taking the limit $c \rightarrow \infty$ and between Quantum Mechanics and Classical Mechanics by taking the limit $\hbar \rightarrow 0$.

Indeed, such limits of scaled quantities are heuristically useful, but cannot be taken too seriously, as their true physical meaning is much more questionable than it might appear at a first insight.

In fact, the basic mathematical settings of the above theories are rather “rigid”, as there is no true continuous transformation which maps one into another one. For instance, there is no observer independent continuous transformation which maps a metric with signature $(-+++)$ into a metric with signature $(0+++)$. Indeed, there is a jump between these two metrics.

Moreover, just as an example, let us consider an equation, in a lorentzian framework, which involves the electric field $E$, the magnetic field $B$ and the speed of light c. From a pure mathematical viewpoint, it might be possible to parametrise such an equation by substituting the fixed value $c$ with a parametrised value $\lambda c$ and compute the limit of the equation for $\lambda \rightarrow \infty$. But, while we change the value of $\lambda$, the physical meaning of $E$ and $B$ pursues to be achieved in the lorentzian framework. So, at the limit $\lambda \rightarrow \infty$, we cannot say that the electric field $E$ and the magnetic field $B$ are the corresponding classical fields; in fact, in the galilean framework they are physically defined in a rather different way.

So, in the present book, we do not pay great attention to the limits $c \rightarrow \infty$ and $\hbar \rightarrow 0$, but we give more credit to a comparison of the structural differences of the different frameworks.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Scales

A characteristic feature of the mathematical language of the present book (and of further related literature on Covariant Quantum Mechanics, as well) is the systematic explicit use of “scale spaces” representing the units of measurement.

We stress that the world “scales” used in the present book has a conventional meaning, which should not be confused with other meanings used in the standard engineering literature.

Indeed, we stress that the literature dealing with units of measurements, under different perspectives, is very huge; here, we would like to quote, for instance [32, $175,232,239,296,389,398]$
So, let us explain what we mean.
In standard literature, one usually represents many physical objects as tensors. For instance, just to fix the ideas, the metric and electromagnetic fields, are usually represented by tensors of the type $g: \boldsymbol{M} \rightarrow T^* \boldsymbol{M} \otimes T^* \boldsymbol{M}$ and $F: \boldsymbol{M} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{M}$.
However, to be more precise, such representations depend on the choice of units of measurement. In fact, if we change the units of measurement, then the above tensors change by a numerical factor determined by the ratio of those units of measurement. For instance, the scalar product of two vectors should be regarded as a number multiplied by the square of the unit of measurement of lengths.

So, it would be more appropriate to introduce the above tensors as a “scaled tensors” of the type $g: M \rightarrow \mathbb{L}^2 \otimes\left(T^* M \otimes T^* \boldsymbol{M}\right)$ and $F: \boldsymbol{M} \rightarrow \mathbb{F} \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{M}$, where $\mathbb{L}$ is suitable “scale space” representing the space of lengths and $\mathbb{F}$ a suitable “scale space” associated with the electromagnetic field.

We stress that such kind of considerations apply to many other classical objects, such as volumes, velocities, accelerations, forces, and so on (see Proposition 3.2.4, Definitions 2.4.1, 7.1.3, and 5.7.1, and so on). And also to quantum objects, such as the hermitian quantum metric. In fact, the quantum metric is not properly valued in $\mathbb{C}$, because it yields objects which should be integrated, hence should have the scale dimension of a volume (see Proposition 14.3.1).

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Limits Between Different Theories

在文献中,我们经常可以通过极限找到爱因斯坦经典力学和伽利略经典力学之间的通常比较C→∞并且在量子力学和经典力学之间通过取极限ℏ→0.

确实,这种缩放量的限制在启发式上很有用,但不能太认真,因为它们的真正物理意义比第一次洞察时可能出现的问题要多得多。

事实上,上述理论的基本数学设置相当“僵化”,因为没有真正的连续变换将一个映射到另一个。例如,没有观察者独立的连续变换将度量与签名映射(−+++)带签名的度量(0+++). 事实上,这两个指标之间存在跳跃。

此外,作为一个例子,让我们考虑一个方程,在洛伦兹框架中,它涉及电场和, 磁场乙和光速 C. 从纯数学的角度来看,可以通过替换固定值来参数化这样的方程C具有参数化值lC并计算方程的极限l→∞. 但是,虽然我们改变了l, 的物理意义和和乙追求在洛伦兹框架中实现。所以,在极限l→∞,我们不能说电场和和磁场乙是对应的经典场;事实上,在伽利略框架中,它们的物理定义方式完全不同。

所以,在本书中,我们并没有特别注意极限C→∞和ℏ→0,但我们更多地相信不同框架的结构差异的比较。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Scales

本书的数学语言 (以及有关协变量子力学的其他相关文献) 的一个特征是系统明确地使用表示测量单位 的“尺度空间”。
我们强调,本书中使用的世界“尺度”具有传统含义,不应与标准工程文献中使用的其他含义混湃。
事实上,我们强调,从不同的角度来看,关于测量单位的文献非常庞大。在这里,我们想引用,例如 $[32,175,232,239,296,389,398]$
所以,让我们解释一下我们的意思。
在标准文献中,通常将许多物理对象表示为张量。例如,为了固定概念,度量和电磁场通常由以下类型 的张量表示 $g: \boldsymbol{M} \rightarrow T^* \boldsymbol{M} \otimes T^* \boldsymbol{M}$ 和 $F: \boldsymbol{M} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{M}$.
然而,更准确地说,这种表示取决于测量单位的选择。事实上,如果我们改变测量单位,那么上述张量 会改变一个由这些测量单位的比率决定的数值因子。例如,两个向量的标量积应该被视为一个数字乘以 长度测量单位的平方。
因此,将上述张量作为类型的“缩放张量”引入会更合适 $g: M \rightarrow \mathbb{L}^2 \otimes\left(T^* M \otimes T^* M\right)$ 和 $F: \boldsymbol{M} \rightarrow \mathbb{F} \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{M}$ ,在哪里旦是合适的“尺度空间”,表示长度空间和 $\mathbb{F}$ 与电磁场相关的合适的 “尺度空间”。
我们强调这种考虑适用于许多其他经典对象,例如体积、速度、加速度、力等(见命题 3.2.4,定义 2.4.1、7.1.3 和 5.7.1 等) 上)。也适用于量子对象,例如厄米量子度量。事实上,量子度量在 $\mathbb{C}$ ,因 为它产生的对象应该被整合,因此应该具有体积的尺度维度(见命题 14.3.1)。

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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
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

如果你也在 怎样代写量子力学quantum mechanics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。

量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

statistics-lab™ 为您的留学生涯保驾护航 在代写量子力学quantum mechanics方面已经树立了自己的口碑, 保证靠谱, 高质且原创的统计Statistics代写服务。我们的专家在代写量子力学quantum mechanics代写方面经验极为丰富,各种代写量子力学quantum mechanics相关的作业也就用不着说。

我们提供的量子力学quantum mechanics及其相关学科的代写,服务范围广, 其中包括但不限于:

  • Statistical Inference 统计推断
  • Statistical Computing 统计计算
  • Advanced Probability Theory 高等概率论
  • Advanced Mathematical Statistics 高等数理统计学
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Principle of Covariance

There is another word which is strictly interrelated with relativity: covariance. In a few words, we can define this notion in the following way.

Let us consider a physical theory which is formalised by a well defined fundamental geometric framework. Then, we shall define the (local) covariance group to be the (local) group of automorphisms of this geometric framework. Accordingly, we say that the theory is covariant if its fundamental laws turn out to be equivariant with respect to the action of the covariance (local) group.

For instance, in the einsteinian Special Relativity, we deal with a lorentzian affine space (Minkowski space); hence, the covariance group is the group of affine isometries (Lorentz transformations). Analogously, in the einsteinian General Relativity, we deal with a lorentzian manifold; hence the covariance group is the group of isometric diffeomorphisms.

Our classical galilean theory is achieved by postulating a geometric structure of spacetime in three steps. Accordingly, the group of automorphisms and the induced covariance can be expressed in three steps.
(1) We start by postulating a spacetime manifold fibred over absolute time. So, $a t$ this step, the covariance group turns out to be the group of fibred automorphisms of spacetime over affine automorphisms of the base space. Accordingly, at this step, the physical laws are covariant if they are equivariant with respect to this group of automorphisms.

Indeed, the above fibred geometric structure can be fully represented by a suitable atlas of adapted charts. Hence, at this step, the covariance of the theory can be read, in coordinates, as coordinate free expression of physical laws.
(2) Then, we postulate a riemannian metric on the fibres of the spacetime fibred space. So, at this step, the covariance group turns out to be the group of fibred automorphisms of spacetime as in step 1, which further yield isometric diffeomorphisms of the fibres. Accordingly, at this step, the physical laws are covariant if they are equivariant with respect to this group of automorphisms.

In order to read the covariance of physical laws in coordinates, it would not be sufficient to refer to charts adapted to the fibring, but it would be necessary to refer also to suitable adapted frames.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Intrinsic, Observed and Coordinate Languages

It is worth discussing three kinds of possible languages used in the formulation of a physical theory: the intrinsic language, the language of coordinates and the language based on observers.

In Geometry, some “original basic” concepts are unavoidably defined, through coordinates, by means of an explicit equivariance property with respect to a certain transition rule of charts. This is the case, for instance, of the concepts of manifolds and jet spaces. But, once these basic objects have been introduced in coordinates, one can proceed by means of formal “intrinsic methods”, which do not require, at each step, the explicit mention of coordinates and their equivariance properties. In fact, such an equivariance is ensure a priory by those intrinsic methods. This is the case, just as an example, of the concepts of exterior differential and Lie derivatives of forms on manifolds.

So, there are at least two ways to deal with the covariance of a physical theory. Namely, if the mathematical language of the theory is systematically expressed in coordinates, then the covariance of the theory needs to be explicitly checked at any step. Conversely, if the physical concepts and laws of the theory are expressed in terms of an intrinsic geometric language, then the covariance is ensured a priori.
Most physical theories in standard literature are usually formulated in coordinates.

In the presesent hook, in general, we first present the hasic concepts and laws hy means of an intrinsic genmetric language. However, we systematically add a further description in coordinates. as well. Indeed, both languages turn out to be useful: the first one is basically convenient for its concise character, the second one is useful for emphasising further very useful features.

But, besides the intrinsic and coordinate formulations of a physical theory, it is also worth considering an intermediate approach which stands in between the intrinsic and the coordinate languages. Namely, this approach deals with observers.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYSICS3544

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Principle of Covariance

还有一个与相对论密切相关的词:协方差。简而言之,我们可以通过以下方式定义这个概念。

让我们考虑一个由明确定义的基本几何框架形式化的物理理论。然后,我们将(局部)协方差群定义为这个几何框架的(局部)自同构群。因此,如果该理论的基本定律证明与协方差(局部)群的作用是等变的,我们就说该理论是协变的。

例如,在爱因斯坦狭义相对论中,我们处理的是洛伦兹仿射空间(Minkowski 空间);因此,协方差组是仿射等距组(洛伦兹变换)。类似地,在爱因斯坦广义相对论中,我们处理洛伦兹流形;因此协方差群是等距微分同胚群。

我们的经典伽利略理论是通过分三个步骤假设时空的几何结构来实现的。因此,自同构群和诱导协方差可以用三个步骤来表示。
(1) 我们首先假设一个在绝对时间上纤维化的时空流形。所以,一个吨这一步,协方差群变成了时空的纤维自同构在基空间的仿射自同构上的群。因此,在这一步,如果物理定律对于这组自同构是等变的,则它们是协变的。

事实上,上述纤维化的几何结构可以用合适的地图集来完全表示。因此,在这一步,理论的协方差可以在坐标中被解读为物理定律的坐标自由表达。
(2) 然后,我们假设时空纤维空间的纤维有黎曼度量。因此,在这一步,协方差群变成了与步骤 1 一样的时空纤维自同胚群,这进一步产生了纤维的等距微分同胚。因此,在这一步,如果物理定律对于这组自同构是等变的,则它们是协变的。

为了阅读坐标中物理定律的协方差,仅参考适用于纤维化的图表是不够的,但还需要参考合适的适用框架。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Intrinsic, Observed and Coordinate Languages

值得讨论用于形成物理理论的三种可能语言:内在语言、坐标语言和基于观察者的语言。

在几何学中,一些“原始的基本”概念不可避免地通过坐标,通过相对于图表的某个转换规则的显式等方差属性来定义。例如,流形和射流空间的概念就是这种情况。但是,一旦在坐标中引入了这些基本对象,就可以通过正式的“内在方法”继续进行,这不需要在每一步中明确提及坐标及其等变性质。事实上,这种等方差是由那些内在方法确保的。这就是流形上形式的外微分和李导数概念的一个例子。

因此,至少有两种方法可以处理物理理论的协方差。也就是说,如果理论的数学语言用坐标系统地表达,那么理论的协方差需要在任何一步明确地检查。相反,如果理论的物理概念和定律用内在的几何语言来表达,那么协方差是先验的。
标准文献中的大多数物理理论通常以坐标表示。

在目前的钩子中,一般来说,我们首先介绍一种内在的基因测量语言的hasic 概念和法则。但是,我们系统地在坐标中添加了进一步的描述。也是。事实上,这两种语言都证明是有用的:第一种语言因其简洁的特点基本上很方便,第二种语言有助于强调更多非常有用的功能。

但是,除了物理理论的内在和坐标公式之外,还值得考虑一种介于内在语言和坐标语言之间的中间方法。也就是说,这种方法处理观察者。

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金融工程代写

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。

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。

tatistics-lab作为专业的留学生服务机构,多年来已为美国、英国、加拿大、澳洲等留学热门地的学生提供专业的学术服务,包括但不限于Essay代写,Assignment代写,Dissertation代写,Report代写,小组作业代写,Proposal代写,Paper代写,Presentation代写,计算机作业代写,论文修改和润色,网课代做,exam代考等等。写作范围涵盖高中,本科,研究生等海外留学全阶段,辐射金融,经济学,会计学,审计学,管理学等全球99%专业科目。写作团队既有专业英语母语作者,也有海外名校硕博留学生,每位写作老师都拥有过硬的语言能力,专业的学科背景和学术写作经验。我们承诺100%原创,100%专业,100%准时,100%满意。

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。

时间序列分析代写

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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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
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

如果你也在 怎样代写量子力学quantum mechanics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。

量子力学是物理学的一个基本理论,它在原子和亚原子粒子的尺度上对自然界的物理特性进行了描述。它是所有量子物理学的基础,包括量子化学、量子场论、量子技术和量子信息科学。

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我们提供的量子力学quantum mechanics及其相关学科的代写,服务范围广, 其中包括但不限于:

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  • Foundations of Data Science 数据科学基础
物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Lorentzian and Galilean Spacetimes

For the sake of clarity, let us emphasise the meaning of lorentzian spacetime and galilean spacetime in intrinsic geometric terms (see $[22,104,129,260,309,310])$.
A lorentzian spacetime is defined to be a 4-dimensional affine space (special relativistic case), or a 4-dimensional manifold (general relativistic case), equipped with a lorentzian metric with signature $(-+++)$.

The signature of the lorentzian metric just selects the timelike and spacelike directions, but does not yield any preferred splitting of the lorentzian spacetime into space and time. Such a possible splitting requires (locally) the arbitrary choice of an observer.

A galilean spacetime is defined to be a 4-dimensional affine space (special relativistic case), or a 4-dimensional manifold (general relativistic case), equipped with a projection over absolute time and a galilean metric (spacelike euclidean metric, or spacelike riemannian metric) with signature $(0+++)$ (see Postulates C.1 and C.2).
The projection over absolute time selects the spacelike vector fields, but does not yield any preferred splitting of the galilean spacetime into space and time. Such a possible splitting requires (locally) the arbitrary choice of an observer. In order to get a preferred splitting into space and time, we would need an additional preferred projection over space.

Thus, an essential comparison between the galilean spacetime and the einsteinian spacetime can be summarised as follows: in the 1st case we have a time fibring and a spacelike riemannian metric, in the 2nd case the time fibring is missing and the spacelike riemannian metric is replaced by a spacetime lorentzian metric.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Principle of Relativity

In the standard physical literature, for clear historical reasons, the words “covariance”, “covariant”, “relativity” and “relativistic” are largely used in strict connection with einsteinian Special and General Relativity. However, the above standard usage of these words might be quite misleading in the context of the present book. So,here we establish, without any pretension of completeness and full rigour, linguistic conventions which are suitable for our discussion.

Going back to the original Einstein’s work, we might say, in a few words, that a relativistic theory is defined to be a physical theory whose fundamental laws can be expressed in an observer equivariant way. Such a condition requires to state which are the admissible observers of the theory we are dealing with. So, in Special and General Relativity the fundamental physical laws are, respectively, equivariant with respect to inertial and general observers.

Actually, in the Einstein theory, spacetime is a lorentzian affine space (Minkowski space of Special Relativity) or a lorentzian manifold (spacetime of General Relativity). Accordingly, the selection of distinguished observers (inertial or general observers) depends on the background lorentzian structure of spacetime. Therefore, in the Einstein theory, there is an essential interplay of the lorentzian structure of spacetime and the principle of relativity.

With reference to a generic physical theory, the principle of relativity, understood as equivariance of fundamental physical laws with respect to observers, can be detached from the possible lorentzian structure of spacetime.

For instance, we may formulate a theory of flat galilean spacetime in an equivariant way with respect to inertial observers. Indeed, such a formulation can also be extended to a curved galilean spacetime and to general observers. By keeping the above general meaning of relativistic theory, we might say that such galilean theories are relativistic.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3040

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Lorentzian and Galilean Spacetimes

为了清楚起见,让我们强调洛伦兹时空和伽利略时空的内在几何术语的含义(见[22,104,129,260,309,310]).
洛伦兹时空定义为 4 维仿射空间(特殊相对论情况)或 4 维流形(广义相对论情况),配备带有签名的洛伦兹度量(−+++).

洛伦兹度量的签名只是选择了类时和类空间方向,但没有产生将洛伦兹时空划分为空间和时间的任何首选。这种可能的分裂需要(本地)观察者的任意选择。

伽利略时空定义为 4 维仿射空间(特殊相对论情况)或 4 维流形(广义相对论情况),配备绝对时间上的投影和伽利略度量(类空间欧几里得度量或类空间黎曼公制)带签名(0+++)(见假设 C.1 和 C.2)。
绝对时间上的投影选择类空间矢量场,但不会产生将伽利略时空划分为空间和时间的任何首选。这种可能的分裂需要(本地)观察者的任意选择。为了获得首选的空间和时间分割,我们需要一个额外的首选空间投影。

因此,伽利略时空和爱因斯坦时空之间的基本比较可以总结如下:在第一种情况下,我们有时间纤维和类空间黎曼度量,在第二种情况下,时间纤维缺失并且类空间黎曼度量被替换由时空洛伦兹度量。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Principle of Relativity

在标准物理文献中,出于明确的历史原因,“协变”、“协变”、“相对论”和“相对论”这些词在很大程度上与爱因斯坦的狭义和广义相对论密切相关。然而,这些词的上述标准用法在本书的上下文中可能会产生很大的误导。因此,我们在这里建立适合于我们讨论的语言惯例,而不用任何完整和完全严谨的借口。

回到最初的爱因斯坦的工作,我们可以用几句话说,相对论被定义为一种物理理论,其基本定律可以用观察者等变的方式表达。这种情况需要说明哪些是我们正在处理的理论的可接受的观察者。因此,在狭义相对论和广义相对论中,基本物理定律分别与惯性观察者和一般观察者等量。

实际上,在爱因斯坦理论中,时空是洛伦兹仿射空间(狭义相对论的闵可夫斯基空间)或洛伦兹流形(广义相对论的时空)。因此,杰出观察者(惯性观察者或一般观察者)的选择取决于时空的背景洛伦兹结构。因此,在爱因斯坦理论中,时空洛伦兹结构与相对性原理存在本质的相互作用。

参考一般物理理论,相对性原理,被理解为基本物理定律相对于观察者的等变,可以与可能的时空洛伦兹结构分离。

例如,我们可以相对于惯性观察者以等变的方式制定一个平坦伽利略时空理论。事实上,这样的公式也可以扩展到弯曲的伽利略时空和一般观察者。通过保持相对论的上述一般含义,我们可以说这样的伽利略理论是相对论的。

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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。

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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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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Assignment/declaration of an array and dynamic arrays

The dimension(s) of an array can be given by the DIMENSION statement. The number maximum of dimensions is seven. For example:
REAL, DIMENSION $(2,3):: \mathrm{A}$
INTEGER, DIMENSION $(10,20,3):: \mathrm{B}$
COMPLEX, DIMENSION $(5):: \mathrm{C}$
In the example above, the array A has two dimension and $2^{} 3=6$ elements; the array B has three dimensions and $10^{} 20^{*} 3=600$ elements; the array $C$ has one dimension and 5 elements. The number of elements of an array defines its size.

It is also possible to declare the upper bounds and lower bounds of an array. For example:
REAL, DIMENSION $(-10: 5)::$ D
REAL, DIMENSION(-10:5, -20:-1, 0:1,-1:0,2,2,2):: E
The size of the array $\mathrm{D}$ is 16 , from $\mathrm{D}(-10)$ to $\mathrm{D}(5)$, the upper and lower bounds, respectively. The size of the array $\mathrm{E}$ is $16 * 20 * 2 * 2 * 2 * 2 * 2=10240$.
The values of the elements of an array may be declared in several ways:
$$
\begin{aligned}
&\mathrm{A}=(/ 1,2,3,4,5,6 /) \
&\mathrm{A}=[1,2,4,5,6]
\end{aligned}
$$
$\mathrm{B}=\mathrm{A}$ (only when they have the same dimensions)
DATA A $/ 1,2,3,4,5,6 /$
REAL, DIMENSION(6), PARAMETER :: $\mathrm{A}=(/ 1,2,3,4,5,6 /)$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Array operations and intrinsic array functions in Fortran

All mathematical operations for scalar numbers apply to arrays as well, element-byelement.

Likewise scalar numbers, there are also intrinsic functions for arrays. For example:

  • MAXVAL(array): returns the maximum value of an array
  • MINVAL(array): returns the minimum value of an array
  • PRODUCT(array): returns the product of all elements
  • SUM(array): returns the sum of all elements of an array
  • SIZE(array): returns the number of elements of an array
  • TRANSPOSE(A): returns the transpose of the matrix A
  • SHAPE(A): returns the shape of the matrix A
  • RESHAPE(array,(dimen)): transforms a vector into matrix
  • MERGE(A,B,mask); builds a matrix from $A$ and $B$ according to the logical values of the mask (true or false).
  • $\operatorname{SIGN}(\mathrm{X}, \mathrm{A})$ : prints sign of each element of array $\mathrm{A}$ on $\mathrm{X}$.MATMUL $(\mathrm{A}, \mathrm{B})$ : matrix multiplication for the dimensions $(\mathrm{m}, \mathrm{k})$ and $(\mathrm{k}, \mathrm{n})$ of the matrices $\mathrm{A}$ and $\mathrm{B}$, respectively
  • DOT_PRODUCT $(\mathrm{A}, \mathrm{B})$ : scalar product of vectors $\mathrm{A}$ and $\mathrm{B}$ of the same dimensions.
物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|PHYS3034

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Assignment/declaration of an array and dynamic arrays

数组的维度可以由 DIMENSION 语句给出。维度的数量最大为七。例如:
REAL、DIMENSION $(2,3)::$ A
整数,维度 $(10,20,3):: \mathrm{B}$
复杂,维度 $(5):: \mathrm{C}$
在上面的示例中,数组 $\mathrm{A}$ 具有二维和 $23=6$ 元素;数组 $\mathrm{B}$ 具有三个维度,并且 $1020^{*} 3=600$ 元素;数组 $C$ 具 有一维和 5 个元素。数组元素的数量定义了它的大小。
也可以声明数组的上限和下限。例如:
REAL、DIMENSION $(-10: 5)$ ::D
REAL, DIMENSION(-10:5, -20:-1, 0:1,-1:0,2,2,2):: E
数组的大小 $\mathrm{D}$ 是 16 ,从 $\mathrm{D}(-10)$ 至 $\mathrm{D}(5)$ ,分别为上限和下限。数组的大小 $\mathrm{E}$ 是
$16 * 20 * 2 * 2 * 2 * 2=10240$.
数组元素的值可以通过多种方式声明:
$$
\mathrm{A}=(/ 1,2,3,4,5,6 /) \quad \mathrm{A}=[1,2,4,5,6]
$$
$\mathrm{B}=\mathrm{A}$ (仅当它们具有相同的尺寸时)
DATA A $/ 1,2,3,4,5,6 /$
实数,尺寸 $(6)$ ,参数 $\because \mathrm{A}=(/ 1,2,3,4,5,6 /)$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Array operations and intrinsic array functions in Fortran

标量数的所有数学运算也适用于数组,逐个元素。
与标量数一样,数组也有内在函数。例如:

  • MAXVAL(array):返回数组的最大值
  • MINVAL(array): 返回数组的最小值
  • PRODUCT(array): 返回所有元素的乘积
  • SUM(array): 返回数组所有元素的总和
  • SIZE(array): 返回数组的元素个数
  • TRANSPOSE(A): 返回矩阵 $\mathrm{A}$ 的转置
  • SHAPE(A): 返回矩阵 A 的形状
  • RESHAPE(array,(dimen)): 将向量转换为矩阵
  • 合并 $(\mathrm{A}, \mathrm{B}$ ,掩码) ;建立一个矩阵 $A$ 和 $B$ 根据掩码的逻辑值 (真或假)。
  • $\operatorname{SIGN}(\mathrm{X}, \mathrm{A})$ : 打印数组每个元素的符号A上X.MATMUL $(\mathrm{A}, \mathrm{B})$ : 维度的矩阵乘法 $(\mathrm{m}, \mathrm{k})$ 和 $(\mathrm{k}, \mathrm{n})$ 的矩阵 $\mathrm{A}$ 和 $\mathrm{B}$ ,分别
  • DOT_产品 $(\mathrm{A}, \mathrm{B})$ : 向量的标量积 $\mathrm{A}$ 和 $\mathrm{B}$ 相同的尺寸。
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金融工程代写

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。

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。

时间序列分析代写

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。

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