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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|Hamiltonian Phase Lift of s.p.f.

Let us recall the hamiltonian phase lift $X^{\uparrow}$ ham $[f]:=\gamma\left(f^{\prime \prime}\right)+\Lambda^{\ddagger}(d f)$ of a generic phase function $f \in \operatorname{map}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right)$ (see Definition 11.3.6).

Indeed, we can specialise the above hamiltonian lift of generic phase functions to special phase functions. We notice that, in the particular case of special phase functions, the above time scale $f^{\prime \prime}$ (see Lemma 11.3.5), coincides with the time component defined in Definition 12.1.1.

We stress that this phase lift resembles the standard hamiltonian lift in symplectic structures, but involves an additional unusual “horizontal” term which is related to the odd dimension of phase space. Moreover, we emphasise that the hamiltonian phase lift of special phase functions involves essentially the coPoisson structure $(\gamma, \Lambda)$ (or, equivalently, the cosymplectic structure $(d t, \Omega)$ ) of phase space.

Definition 12.4.1 For each $f \in \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right)$, we define the hamiltonian phase lift to be the phase vector field
$$
X^{\uparrow}{ }{\operatorname{ham}}[f]:=\gamma\left(f^{\prime \prime}\right)+\Lambda^{ \pm}(d f) \in \operatorname{prosec}\left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right) \subset \sec \left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right) $$ which is projectable on the tangent lift $X[f] \in \sec (\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$. We denote the hamiltonian phase lift sheaf morphism and the subsheaf of hamiltonian phase lifts of all special phase functions, respectively, by $$ \begin{aligned} & X^{\uparrow}{ }{\text {ham }}: \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right) \rightarrow \text { ham sec }\left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right): f \mapsto X^{\uparrow}{ }{\text {ham }}[f], \ & \text { ham } \sec \left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right) \subset \sec \left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right) \text {. } \ & \end{aligned} $$ Proposition 12.4.2 For each $f \in \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right)$, we have the coordinate expression (see Corollary 11.3.7, Definition 3.2.9 and Theorem 10.1.8) $$ \begin{aligned} X^{\uparrow}{ }{\text {ham }}[f]=f^0 & \partial_0-f^i \partial_i+G_0^{i j}\left(-f^0\left(\partial_0 \mathcal{P}_j-\partial_j A_0\right)+f^h\left(\partial_h \mathcal{P}_j-\partial_j A_h\right)\right. \
& \left.+\partial_j f^0 \mathcal{K}_0+\partial_j f^h \mathcal{Q}_h+\partial_j \tilde{f}\right) \partial_i^0
\end{aligned}
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Special Phase Lie Bracket

Several results of our approach suggest a special Lie bracket of special phase functions
$$
\mathbb{f}, f, f \mathbb{|} \mathbb{=}{f, f}+\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot \dot{f}-\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot f,
$$
which is given by the Poisson bracket plus an additional “horizontal” term (see Definition 11.4.1).

We stress that, in the particular case of affine special phase functions, the special Lie bracket reduces to the Poisson Lie bracket.

Here, we provide a direct definition of the special phase Lie bracket. But it is striking that, later, we might recover it by an independent procedure in a different quantum context, via the classification of $\eta$-hermitian quantum vector fields (see Theorem 19.1.7).

We observe that the Poisson Lie bracket of all phase functions does not carry full information of the geometric structure of the phase space, because it is achieved via the vertical phase 2-vector $\Lambda$ (see Corollary 9.2.4 and Remark 10.2.3).

The special Lie bracket is obtained via the pair $(\gamma, \Lambda)$, or, equivalently, via the pair $(d t, \Omega)$, which carry full information on the geometric structure of phase space (see Theorems 10.1.1 and 10.2.1 and, Appendix: Theorem I.1.11). Clearly, the special Lie bracket $\llbracket f, f \rrbracket$ carries also full information on gravitational and electromagnetic fields postulated in our theory.

Indeed, the special phase Lie bracket plays a fundamental role in our approach. We notice that an analogous special phase Lie bracket can be achieved in the einsteinian framework (see [220]).

Definition 12.5.1 For each $f, f \in \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right)$, we define their special phase bracket to be the special phase function (see Theorems 9.2.6 and 9.2.11, Definition 12.1.1 and Lemma 11.3.5)
$$
\llbracket f, f \mathbb{f} \rrbracket:=\Lambda(d f, d f)+\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot f-\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot f
$$

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Hamiltonian Phase Lift of s.p.f.

让我们回忆一下哈密顿相位提升 $X^{\uparrow}$ 也 $[f]:=\gamma\left(f^{\prime \prime}\right)+\Lambda^{\ddagger}(d f)$ 通用相函数 $f \in \operatorname{map}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right)$ (见定 义 11.3.6)。
实际上，我们可以将上述通用相函数的哈密顿提升专门化为特殊相函数。我们注意到，在特殊相函数的特 殊情况下，上述时间尺度 $f^{\prime \prime}$ (见引理 11.3.5) ，与定义 12.1.1 中定义的时间分量一致。
我们强调，这个相位提升类似于辛结构中的标准哈密顿提升，但涉及一个额外的不寻常的”水平”项，它与 相空间的奇数维有关。此外，我们强调特殊相位函数的哈密顿相位提升本质上涉及余泊松结构 $(\gamma, \Lambda)$ (或 者，等效地，余辛结构 $(d t, \Omega))$ 的相空间。
定义 12.4.1 对于每个 $f \in \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right)$ ，我们将哈密尔顿相位提升定义为相位矢量场
$$
X^{\uparrow} \operatorname{ham}[f]:=\gamma\left(f^{\prime \prime}\right)+\Lambda^{ \pm}(d f) \in \operatorname{prosec}\left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right) \subset \sec \left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right)
$$
可投影在切线升力上 $X[f] \in \sec (\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$. 我们分别表示所有特殊相函数的哈密顿相位提升层态射和哈 密顿相位提升的子层
$X^{\uparrow}$ ham $: \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right) \rightarrow$ ham sec $\left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1 \boldsymbol{E}\right): f \mapsto X^{\uparrow}$ ham $[f], \quad$ ham $\sec \left(J_1 \boldsymbol{E}, T J_1\right.$
命题 12.4.2 对于每个 $f \in \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right.$ ，我们有坐标表达式（见推论 11.3.7，定义 3.2.9 和定理 $10.1 .8)$
$X^{\uparrow} \operatorname{ham}[f]=f^0 \partial_0-f^i \partial_i+G_0^{i j}\left(-f^0\left(\partial_0 \mathcal{P}_j-\partial_j A_0\right)+f^h\left(\partial_h \mathcal{P}_j-\partial_j A_h\right) \quad+\partial_j f^0 \mathcal{K}_0+\dot{c}\right.$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Special Phase Lie Bracket

我们方法的几个结果表明特殊相函数的特殊李括号
$$
\mathrm{f}, f, f \mid=f, f+\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot \dot{f}-\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot f
$$
它由泊松括号加上附加的“水平”项给出（见定义 11.4.1）。
我们强调，在仿射特殊相函数的特殊情况下，特殊李括号简化为泊松李括号。
在伩里，我们提供了特殊相李括号的直接定义。但令人惊讶的是，后来，我们可能会在不同的量子环境中 通过一个独立的程序恢复它，通过对 $\eta$-hermitian 量子矢量场（见定理 19.1.7）。
我们观察到所有相函数的泊松李括号不携带相空间几何结构的完整信息，因为它是通过垂直相 2-向量实 现的 $\Lambda$ (参见推论 9.2.4 和备注 10.2.3)。
特殊的李括号是通过对获得的 $(\gamma, \Lambda)$ ，或者，等价地，通过对 $(d t, \Omega)$ ，其中包含有关相空间几何结构的 完整信息 (参见定理 10.1.1 和 10.2.1 以及附录：定理 I.1.11）。显然，特殊的李括号 $\backslash$ llbracket $f, f \backslash$ rrbracket还包含我们理论中假设的引力场和电磁场的完整信息。
事实上，特殊相李括号在我们的方法中起着基础性的作用。我们注意到，在爱因斯坦框架中可以实现类似 的特殊相位李括号（参见 [220]）。
定义 12.5.1 对于每个 $f, f \in \operatorname{spe}\left(J_1 \boldsymbol{E}, \mathbb{R}\right)$ ，我们将它们的特殊相位括号定义为特殊相位函数（参见定 理 9.2.6 和 9.2.11，定义 12.1.1 和引理 11.3.5)
$\backslash$ llbracket $f, f \mathrm{f} \backslash$ rrbracket $:=\Lambda(d f, d f)+\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot f-\gamma\left(f^{\prime \prime}\right) \cdot f$

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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。

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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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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
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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Divergence of the Electromagnetic Field

In view of the Galilei-Maxwell equation and the joined Galilei-Einstein equation (see Postulates C.5 and C.6), we discuss the divergence of the electromagnetic field $\operatorname{div}^{\natural} F$ and its observed splitting.

Let us consider the electromagnetic field and the gravitational spacetime connection
$F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E} \quad$ and $\quad K^{\natural}: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T T \boldsymbol{E}$.
Lemma 5.9.1 We define the divergence of the observed electric fields $\vec{E}[o]$ and $E[o]$ to be, respectively, the scaled spacetime functions (see Definitions 3.2.17, 4.4.5 and Corollary 3.2.7)
$$
\begin{aligned}
& \left.\operatorname{div}^{\natural} E[o]:=\bar{g}\right\lrcorner \nabla^{\natural} E[o]: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{-3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}, \
& \operatorname{div}\eta \vec{E}[o]:=*\eta \breve{d} *\eta \vec{E}[o]: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{-3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R} . \end{aligned} $$ We have the equality $$ \operatorname{div}^{\natural} E[o]=\operatorname{div}\eta \vec{E}[o]
$$
with coordinate expressions
$$
\begin{aligned}
\operatorname{div}^{\natural} E[o] & =g^{h k}\left(\partial_h E_{k 0}+K^{\natural}{ }h{ }_k{ }^2 E{r 0}\right) u^0, \
\operatorname{div}\eta \vec{E}[o] & =\frac{\partial_h\left(E^h{ }_0 \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}} u^0 . \quad \square \end{aligned} $$ Lemma 5.9.2 We define the curl of the magnetic field to be the scaled spacetime vertical vector field (see Definitions 5.2.1, 3.2.19 and Example 4.4.6) with coordinate expression $$ \operatorname{curl} \vec{B}=\frac{1}{\sqrt{|g|}} \epsilon^{i j h} \partial_i B_j \partial_h=\frac{1}{\sqrt{|g|}} g{j k} \epsilon^{i j h} \nabla^{\natural}{ }_i B^k \partial_h .
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Coupling Scales

We start by discussing the joining constant scale $k \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}$, which is suitable for coupling the gravitational field $K^{\natural}$ (and derived gravitational objects as well) with the electromagnetic field $F$.

We consider the two distinguished cases $k:=\frac{q}{m}$ and $k:=\sqrt{r}$, where $\frac{q}{m}$ is the ratio between the charge and the mass of a given charged particle and $\Gamma$ is the constant gravitational coupling scale (see Introduction: Sect. 1.3.5).

The coupling constant scale $k=\frac{q}{m}$ will be used later in the context of joined classical dynamical objects (see Assumption C.2, Definition 7.3.1 and also Theorems 9.2.1 and 10.1.8, Corollary 9.2.4) and in the context of joined quantum dynamical objects (see Definition 15.1.5, Theorems 17.2.2, 17.3.2, 17.4.2, 17.5.2, 17.5.10 and $17.6 .5)$.

Moreover, the coupling constant scale $k=\sqrt{\Gamma}$ will be used later in the context of joined Galilei-Maxwell equation (see Proposition 8.3.3).

We notice that, in the interplay between the galilean metric $g$ and the rescaled galilean metric $G:=\frac{m}{\hbar} g$, the coupling constant scale $k:=\frac{q}{m}$ turns out to be naturally replaced by the coupling constant scale $\frac{q}{\hbar}$.

Definition 6.1.1 We define a “galilean joining constant scale” to be an element of the type
$$
k \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
In particular, we deal with two distinguished joining scales:
(1) with reference to a particle of mass $m \in \mathbb{M}$ and charge $q \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes\right.$ $\left.\mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}$, the electromagnetic joining scale
$$
\mathrm{k}:=\frac{q}{m} \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
(2) with reference to the gravitational coupling constant $\Gamma \in \mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^3 \otimes \mathbb{M}^{-1}$, the gravitational joining scale
$$
k:=\sqrt{\Gamma} \in \mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2} \subset\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
Note 6.1.2 We shall often use the equalities
$$
\frac{q}{m} G=\frac{q}{\hbar} g \text { and } \frac{q}{\hbar} \bar{G}=\frac{q}{m} \bar{g} .
$$

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Divergence of the Electromagnetic Field

鉴于 Galilei-Maxwell 方程和连接的 Galilei-Einstein 方程 (见假设 C.5 和 C. 6) ，我们讨论电磁场的发散 $\operatorname{div}^h F$ 及其观察到的分裂。
让我们考虑电磁场和引力时空联系 $F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E} \quad$ 和 $\quad K^{\natural}: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T T \boldsymbol{E}$
引理 5.9.1 我们定义观察到的电场的散度 $\vec{E}[o]$ 和 $E[o]$ 分别是缩放时空函数（参见定义 3.2.17、4.4.5 和推 论 3.2.7)
$$
\left.\operatorname{div}^{\natural} E[o]:=\bar{g}\right\lrcorner \nabla^{\natural} E[o]: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{-3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}, \quad \operatorname{div} \eta \vec{E}[o]:=* \eta \breve{d} * \eta \vec{E}[o]: \boldsymbol{E}
$$
我们拥有平等
$$
\operatorname{div}^{\natural} E[o]=\operatorname{div} \eta \vec{E}[o]
$$
用坐标表达式
$$
\operatorname{div}^{\natural} E[o]=g^{h k}\left(\partial_h E_{k 0}+K^{\natural} h_k^2 E r 0\right) u^0, \operatorname{div} \eta \vec{E}[o]=\frac{\partial_h\left(E^h \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}} u^0 .
$$
引理 5.9.2 我们将磁场的旋度定义为标度时空垂直矢量场（参见定义 5.2.1、3.2.19 和示例 4.4.6），坐标 表达式
$$
\operatorname{curl} \vec{B}=\frac{1}{\sqrt{|g|}} \epsilon^{i j h} \partial_i B_j \partial_h=\frac{1}{\sqrt{|g|}} g j k \epsilon^{i j h} \nabla^{\natural}{ }_i B^k \partial_h \text {. }
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Coupling Scales

我们首先讨论加入常数尺度 $k \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}$, 适用于耦合引力场 $K^{\natural}$ (以及派生的引 力物体) 与电磁场 $F$.
我们考虑两种不同的情况 $k:=\frac{q}{m}$ 和 $k:=\sqrt{r}$ ，在哪里 $\frac{q}{m}$ 是给定带电粒子的电荷与质量之间的比率，并 且 $\Gamma$ 是恒定的重力耦合标度（参见简介：第 $1.3 .5$ 节）。
耦合常数标度 $k=\frac{q}{m}$ 稍后将在结合的经典动力学对象的上下文中使用（参见假设 C.2，定义 7.3.1 以及定 理 9.2.1 和 10.1.8，推论 9.2.4) 以及结合的量子动力学对象的上下文 (参见定义 15.1.5，定理 17.2.2、 $17.3 .2 、 17.4 .2 、 17.5 .2 、 17.5 .10$ 和 $17.6 .5)$.
此外，耦合常数标度 $k=\sqrt{\Gamma}$ 稍后将在联合 Galilei-Maxwell 方程的上下文中使用（参见命题 8.3.3）。
我们注意到，在伽利略度量之间的相互作用中 $g$ 和重新调整的伽利略度量 $G:=\frac{m}{\hbar} g$, 耦合常数标度 $k:=\frac{q}{m}$ 原来是自然而然的被耦合常数标度代替了 $\frac{q}{\hbar}$.
定义 6.1.1 我们将“伽利略连接常数标度”定义为类型的元素
$$
k \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
特别是，我们处理两个不同的连接尺度：
(1) 参考质量粒子 $m \in \mathbb{M}$ 并充电 $q \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}$, 电磁连接秤
$$
\mathrm{k}:=\frac{q}{m} \in\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
(2) 参考引力耦合常数 $\Gamma \in \mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^3 \otimes \mathbb{M}^{-1}$ ，重力连接尺度
$$
k:=\sqrt{\Gamma} \in \mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2} \subset\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{-1 / 2}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
注 6.1.2 我们经常会用到等式
$$
\frac{q}{m} G=\frac{q}{\hbar} g \text { and } \frac{q}{\hbar} \bar{G}=\frac{q}{m} \bar{g} \text {. }
$$

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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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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，工具箱允许您学习和应用专业技术。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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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
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• (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|Lorentz Force

Here, according to the standard procedure, we give a direct definition of the Lorentz force acting on a charged particle. Later, we shall independently recover the Lorentz force, in an original way, as a byproduct of the joined spacetime connection (see Lemma 7.2.1 and Theorem 9.2.6).

Thus, we define the Lorentz force to be the observer independent scaled spacelike vector field $\overrightarrow{\mathrm{f}}:=-\frac{1}{2} q g^{\sharp}\left(i_{d s} F\right)$, with observed splittings $\overrightarrow{\mathrm{f}}=q\left(\vec{E}[o]+\frac{1}{c} \nabla[o] s \times \vec{B}\right)$. In an analogous way, se define the Lorentz force density acting on a charged continuum.

In the true Maxwell theory in the einsteinian framework, the Lorentz force can be defined in an analogous way (see, for instance, $[189,308,376]$ ).
Let us consider an electromagnetic field $F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E}$.
Moreover, let us consider a particle whose motion and charge are
$$
s: \boldsymbol{T} \rightarrow \boldsymbol{E} \quad \text { and } \quad q \in \mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2} .
$$
Definition 5.7.1 We define the Lorentz form and the Lorentz force, associated with the pair $(s, q)$, to be, respectively, the observer independent scaled 1-form and scaled vector field
$$
\begin{aligned}
& \mathrm{f} \equiv \mathrm{f}[s, q]:=-\frac{1}{2} q i_{d s} F \quad: \boldsymbol{T} \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^2 \otimes \mathbb{M}\right) \otimes T^* \boldsymbol{E}, \
& \overrightarrow{\mathrm{f}} \equiv \overrightarrow{\mathrm{f}}[s, q]:=-\frac{1}{2} q g^{\sharp}\left(i_{d s} F\right): \boldsymbol{T} \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes V \boldsymbol{E},
\end{aligned}
$$
with coordinate expressions
$$
\begin{aligned}
& \mathrm{f}=q_0 u^0 \otimes u^0 \otimes\left(F_{0 j} \partial_0 s^j d^0-\left(F_{0 j}+F_{h j} \partial_0 s^h\right) d^j\right), \
& \overrightarrow{\mathrm{f}}=-q_0 u^0 \otimes u^0 \otimes\left(F_0{ }^i+F_h{ }^i \partial_0 s^h\right) \partial_i .
\end{aligned}
$$
Clearly, we have $i_{d s} \mathrm{f}=0$.
Next, let us consider an observer $o$ and analyse the observed splitting of the above objects.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|1st Maxwell Equation

We analyse the 1 st Maxwell equation $d F=0$, by providing its observed splitting into the system of equations curl $\vec{E}[o]+\frac{1}{c} L_{\lambda[o]} \vec{B}+\frac{1}{c}\left(\operatorname{div}\eta \mu[o]\right) \vec{B}=0$ and $\operatorname{div}\eta \vec{B}=0$. In the true Maxwell theory, in a lorentzian framework, the equation $d F=0$ is the same of the present galilean equation. However, there are mild differences with respect to the associated systems of observed equations, which are due to the differences of definitions of the electric and magnetic fields.
Lemma 5.8.1 We have the observed splitting
$$
d F=2 d t \wedge d E[o]+d t \wedge L_{\text {स[o] }} \check{F}[o]+\theta[o]^*(\check{d} \check{F}[o]) .
$$
Proof. The equality (see Proposition 5.4.1) $F=-2 d t \wedge E[o]+\check{F}[o]$ yields $d F=$ $2 d t \wedge d E[o]+d \check{F}[o]$

Moreover, $d \check{F}[o]$ splits uniquely as $d \check{F}[o]=d t \wedge \mu[o]+\theta[o]^(\check{d} \check{F}[o])$,s where $\mu[o]$ is orthogonal to $\not[o]$. Then, we obtain $\mu[o]=i_{\text {ม[o] }} d \check{F}[o]$. We have $i_{\text {स[o] }} d \check{F}[o]=L_{\text {स[o] }} \check{F}[o]-d i_{\text {ม[o] }} \check{F}[o]=L_{\text {स[o] }} \check{F}[o]$. Therefore, we obtain $d F=2 d t \wedge d E[o]+d t \wedge L_{\lambda[o]} \check{F}[o]+\theta[o]^(\check{d} \check{F}[o])$.
Lemma 5.8.2 We have the equalities
$$
\begin{aligned}
\check{d} \check{E}[o] & =*\eta(\operatorname{curl} \vec{E}[o]) \ L{\text {Д[o] }} \check{F} & =\frac{2}{c} *\eta\left(L{\text {д[o] }} \vec{B}\right)+\frac{2}{c} \eta \vec{B} \operatorname{div}\eta \not[o], \
\theta^[o](\check{d} \check{F}[o]) & =\frac{2}{c} \theta^[o]\left(\eta \operatorname{div}\eta \vec{B}\right) .
\end{aligned}
$$
Proof. The lemma follows from the definitions of $\operatorname{div}\eta, \times$ and curl, in the following way (see Definitions 3.2.17 and 3.2.19 and Corollary 3.2.8). In fact, we have $$ \begin{aligned} & \check{d} \check{E}[o]=i{\text {curl } \vec{E}[o]} \eta, \
& L_{\text {स[o] }} \check{F}[o]=\frac{2}{c} L_{\text {д[o] }}\left(\theta[o]^* i_{\vec{B}} \eta\right)=\frac{2}{c} \theta[o]^\left(L_{\text {स[o] }}\left(i_{\bar{B}} \eta\right)\right) \ & =\frac{2}{c} \theta[o]^\left(i_{L_{\lambda[\delta]} \bar{B}} \eta\right)+\frac{2}{c} \theta[o]^\left(i_{\vec{B}} L_{\text {स[o] }} \eta\right)=\frac{2}{c} \theta[o]^\left(i_{L_{\lambda[0]} \bar{B}} \eta\right) \
& +\frac{2}{c} \theta[o]^*\left(i_{\bar{B}} \eta \operatorname{div}\eta \text { д }[o]\right), \ & \check{d} \check{F}=\frac{2}{c} \check{d}\left(i{\vec{B}} \eta\right)=\frac{2}{c} i_{\mathrm{div}_\eta \bar{B}} \eta . \
&
\end{aligned}
$$

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Lorentz Force

这里，按照标准程序，我们直接定义了作用在带电粒子上的洛伦兹力。稍后，我们将以原始方式独立恢复 洛伦兹力，作为连接时空连接的副产品 (见引理 7.2.1 和定理 9.2.6)。
因此，我们将洛伦兹力定义为独立于观察者的缩放类空间矢量场 $\overrightarrow{\mathrm{f}}:=-\frac{1}{2} q g^{\sharp}\left(i_{d s} F\right)$, 观察到分裂 $\overrightarrow{\mathrm{f}}=q\left(\vec{E}[o]+\frac{1}{c} \nabla[o] s \times \vec{B}\right)$. 以类似的方式，se 定义作用在带电连续体上的洛伦兹力密度。
在爱因斯坦框架下的真实麦克斯韦理论中，洛伦兹力可以用类似的方式定义（例如，参见 $[189,308,376])$
让我们考虑一个电磁场 $F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E}$.
此外，让我们考虑一个粒子，其运动和电荷是
$$
s: \boldsymbol{T} \rightarrow \boldsymbol{E} \quad \text { and } \quad q \in \mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{3 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}
$$
定义 5.7.1 我们定义洛伦兹形式和洛伦兹力，与对 $(s, q)$ ， 分别是独立于观察者的标度 1 形式和标度矢量场
$$
\mathrm{f} \equiv \mathrm{f}[s, q]:=-\frac{1}{2} q i_{d s} F \quad: \boldsymbol{T} \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^2 \otimes \mathbb{M}\right) \otimes T^* \boldsymbol{E}, \quad \overrightarrow{\mathrm{f}} \equiv \overrightarrow{\mathrm{f}}[s, q]:=-\frac{1}{2} q g^{\sharp}\left(i_{d s} F\right.
$$
用坐标表达式
$$
\mathrm{f}=q_0 u^0 \otimes u^0 \otimes\left(F_{0 j} \partial_0 s^j d^0-\left(F_{0 j}+F_{h j} \partial_0 s^h\right) d^j\right), \quad \overrightarrow{\mathrm{f}}=-q_0 u^0 \otimes u^0 \otimes\left(F_0^i+F_h^i \partial_0 s^h\right.
$$
显然，我们有 $i_{d s} \mathrm{f}=0$.
接下来，让我们考虑一个观察者 $o$ 并分析观察到的上述物体的分裂。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|1st Maxwell Equation

我们分析第一个麦克斯韦方程 $d F=0$ ，通过将其观察到的分裂提供给方程组 curl $\vec{E}[o]+\frac{1}{c} L_{\lambda[o]} \vec{B}+\frac{1}{c}(\operatorname{div} \eta \mu[o]) \vec{B}=0$ 和div $\eta \vec{B}=0$. 在真正的麦克斯韦理论中，在洛伦兹框架 中，方程 $d F=0$ 与现在的伽利略方程相同。然而，由于电场和磁场的定义不同，观察方程的相关系统存 在轻微差异。
引理 $5.8 .1$ 我们有观察到的分裂
$$
d F=2 d t \wedge d E[o]+d t \wedge L_{\mathrm{स}[0]} \check{F}[o]+\theta[o]^(\breve{d} \check{F}[o]) . $$ 证明。相等（见命题 5.4.1) $F=-2 d t \wedge E[o]+\check{F}[o]$ 产量 $d F=2 d t \wedge d E[o]+d \check{F}[o]$ 而且， $d \check{F}[o]$ 唯一分裂为 $\left.d \check{F}[o]=d t \wedge \mu[o]+\theta[o]^{(} \check{d} \check{F}[o]\right)$ ，在哪里 $\mu[o]$ 正交于 $f[o]$. 然后，我们得到 $\mu[o]=i_{\mathrm{x}[o]} d \check{F}[o]$. 我们有 $i_{\mathrm{स}[o]} d \check{F}[o]=L_{\text {स }[\mathrm{o}]} \check{F}[o]-d i_{\mathrm{u}[0]} \check{F}[o]=L_{\text {स }[o]} \check{F}[o]$. 因此，我们得到 $\left.d F=2 d t \wedge d E[o]+d t \wedge L_{\lambda[o]} \check{F}[o]+\theta[o]^{(} \breve{d} \check{F}[o]\right)$ 引理 5.8.2 我们有等式 $$ \left.\check{d} \check{E}[o]= \eta(\operatorname{curl} \vec{E}[o]) L \text { д }[o] \check{F}=\frac{2}{c} * \eta(L \text { л }[o] \vec{B})+\frac{2}{c} \eta \vec{B} \operatorname{div} \eta / o\right], \theta[o](\check{d} \check{F}[o])=\frac{2}{c} \theta^{[}[
$$
证明。引理遵循的定义 $\operatorname{div} \eta, \times$ 并以下列方式卷曲（参见定义 3.2.17 和 3.2.19 以及推论 3.2.8）。事实 上，我们有
$$
\check{d} \check{E}[o]=i \operatorname{curl} \vec{E}[o] \eta, \quad L_{\mathrm{स}[o]} \check{F}[o]=\frac{2}{c} L_{z[o]}\left(\theta[o]^* i_{\vec{B}} \eta\right)=\frac{2}{c} \theta[o]^{\left(L_{\vec{\Psi}[o]}\left(i_{\bar{B}} \eta\right)\right)}=\frac{2}{c} \theta[o]^{\left(i_{L_{\lambda[\delta]}{ }^B} \eta\right)}
$$

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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。

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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Transition Rule of the Electric Field

We have already seen that the magnetic field $\vec{B}$ is observer independent by definition. Conversely, with reference to two observers $o$ and $o=o+\vec{v}$, the observer electric field transforms according to the equality $\vec{E}[o]=\vec{E}[o]+\frac{1}{c} \vec{v} \times \vec{B}$.

The above transition rule yields the observer equivariants $g(\vec{E}[o], \vec{B})$ and $\vec{E}[o] \times \vec{B}$. In the true Maxwell theory, in the einsteinian framework, the transition rules of the observed electric field and of the observer independent magnetic field have a partial analogy with the transition rule of the observed electric field in the present galilean framework (see, for instance, $[189,308,376]$ ). Indeed, the above galilean transition rule can be regarded as an approximation of the true one, for a small velocity $\vec{v}$.
Let us consider an electromagnetic field $F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E}$ and two observers $o$ and $o=o+\vec{v}$.
Proposition 5.5.1 We obtain the transition rule
$$
\vec{E}[o ́]=\vec{E}[o]+\frac{1}{c} \vec{v} \times \vec{B}
$$
In particular, if $\vec{v}$ and $\vec{B}$ are parallel, then the electric field turns out to be observer independent, i.e.
$$
\vec{E}[o]=\vec{E}[o]
$$

Prooof. The equalities (sée Proposition 5.4.1, Nootè 2.7.6 and Remark 5.3.2)
$$
F=-2 d t \wedge E[o]+\check{F}[o], \quad \text { д }[o]=\mu[o]+\vec{v}, \quad i_{\text {д[o] }} E[o]=0
$$
yield (see Definition 5.1.1 and Corollary 3.2.8)
$$
\begin{aligned}
\vec{F}[[\delta] & =-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\text {स[o] }} F\right) \
& =-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\text {स[o] }} F\right)-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\vec{v}} F\right)=-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\text {μ[o] }} F\right)-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\vec{v}} \check{F}[o]\right) \
& =\vec{E}[o]-\frac{1}{c} g^{\sharp}\left(i_{\vec{v}} i_{\vec{B}} \eta[o]\right)=\vec{E}[o]+\frac{1}{c} \vec{v} \times \vec{B} . \quad
\end{aligned}
$$
Corollary 5.5.2 The scaled maps (see Corollary 3.2.8 and Proposition 5.5.1)
$$
\begin{array}{r}
g(\vec{E}[o], \vec{B}) \in \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E},\left(\mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^{-1} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes \mathbb{R}\right), \
\vec{E}[o] \times \vec{B} \in \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E},\left(\mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^{-2} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes V \boldsymbol{E}\right)
\end{array}
$$
turn out to be observer equivariant.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Algebraic Invariants of the Electromagnetic Field

We discuss four algebraic invariants of the electromagnetic field.
In the einsteinian framework, the algebraic invariants of the electromagnetic field can be achieved in an analogous way (see, for instance, $[189,308,376]$ ).

Let us consider an electromagnetic field $F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E}$ and an observer $o$.

Definition 5.6.1 We define the 1st electromagnetic algebraic invariant to be the observer independent scaled spacetime function
$$
\mathcal{F}:=i_{\bar{v}}(F \wedge F): E \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{-2} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
with coordinate expression
$$
\mathcal{F}=-\frac{4}{\sqrt{|g|}} \epsilon^{j h k} F_{0 j} F_{h k} u^0
$$
Proposition 5.6.2 With reference to an observero, we have the observed expression, which turns out to be observer equivariant, according to Corollary 5.5.2,
$$
\mathcal{F}=-\frac{8}{c} g(\vec{E}[o], \vec{B}) .
$$

Definition 5.6.3 We define the 2nd electromagnetic algebraic invariant to be the observer independent scaled spacetime function
$$
\left.\check{F}^2:=(\bar{g} \otimes \bar{g})\right\lrcorner(\check{F} \otimes \check{F}): \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{-3} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
with coordinate expression
$$
\check{F}^2=g^{i h} g^{j k} F_{i j} F_{h k}
$$
Proposition 5.6.4 We have the expression
$$
\check{F}^2=\frac{4}{c^2} g(\vec{B}, \vec{B})
$$
i.e., in coordinates,
$$
\check{F}^2=\frac{4}{c^2} g_{i j} B^i B^j
$$
We stress that the above invariant scaled function has the scale dimension of a mass density. Accordingly, we define the following notion, which will be used later in the context of Galilei-Einstein equation (see Proposition 8.2.1).

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Transition Rule of the Electric Field

我们已经看到磁场 $\vec{B}$ 根据定义独立于观察者。相反，参考两个观察者 $o$ 和 $o=o+\vec{v}$, 观察者电场按等式变 换 $\vec{E}[o]=\vec{E}[o]+\frac{1}{c} \vec{v} \times \vec{B}$
上述转换规则产生观察者等变 $g(\vec{E}[o], \vec{B})$ 和 $\vec{E}[o] \times \vec{B}$. 在真正的麦克斯韦理论中，在爱因斯坦框架中， 观察到的电场和独立于观察者的磁场的过渡规则与当前伽利略框架中观察到的电场的过渡规则有部分类比 (参见，例如， $[189,308,376]$ ). 实际上，对于小速度，上述伽利略转换规则可以被视为真实规则的近 似值 $\vec{v}$,
让我们考虑一个电磁场 $F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E}$ 和两个观察员 $o$ 和 $o=o+\vec{v}$.
命题 $5.5 .1$ 我们得到转移规则
$$
\vec{E}\left[o^{\prime}\right]=\vec{E}[o]+\frac{1}{c} \vec{v} \times \vec{B}
$$
特别是，如果 $\vec{v}$ 和 $\vec{B}$ 是平行的，那么电场结果是独立于观察者的，即
$$
\vec{E}[o]=\vec{E}[o]
$$
证明。等式 (参见命题 5.4.1、Nootè $2.7 .6$ 和备注 5.3.2)
$$
F=-2 d t \wedge E[o]+\check{F}[o], \quad \text { }[o]=\mu[o]+\vec{v}, \quad i_{z[o]} E[o]=0
$$
收益率 (见定义 5.1.1 和推论 3.2.8)
$$
\vec{F}\left[[\delta]=-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\text {स [o] }} F\right) \quad=-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\text {स [o] }} F\right)-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\vec{v}} F\right)=-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\mu[\mathrm{o}]} F\right)-\frac{1}{2} g^{\sharp}\left(i_{\vec{v}} \check{F}[o]\right)\right.
$$
推论 5.5.2 缩放地图（见推论 $3.2 .8$ 和命题 5.5.1)
$$
g(\vec{E}[o], \vec{B}) \in \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E},\left(\mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^{-1} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes \mathbb{R}\right), \vec{E}[o] \times \vec{B} \in \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E},\left(\mathbb{T}^{-2} \otimes \mathbb{L}^{-2} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes V \boldsymbol{E}\right)
$$
结果是观察者等变的。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Algebraic Invariants of the Electromagnetic Field

我们讨论了电磁场的四个代数不变量。
在爱因斯坦框架中，电磁场的代数不变量可以通过类似的方式实现 (例如，参见 $[189,308,376]$ ).
让我们考虑一个电磁场 $F: \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{1 / 2} \otimes \mathbb{M}^{1 / 2}\right) \otimes \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E}$ 和观察员 $o$.
定义 5.6.1 我们将第一个电磁代数不变量定义为独立于观察者的标度时空函数
$$
\mathcal{F}:=i_{\bar{v}}(F \wedge F): E \rightarrow\left(\mathbb{T}^{-1} \otimes \mathbb{L}^{-2} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
用坐标表示
$$
\mathcal{F}=-\frac{4}{\sqrt{|g|}} \epsilon^{j h k} F_{0 j} F_{h k} u^0
$$
命题 5.6.2 关于观察者，我们有观察到的表达式，根据推论 5.5.2，它证明是观察者等变的，
$$
\mathcal{F}=-\frac{8}{c} g(\vec{E}[o], \vec{B})
$$
定义 $5.6 .3$ 我们定义第 2 电磁代数不变量为观察者独立的标度时空函数
$$
\left.\check{F}^2:=(\bar{g} \otimes \bar{g})\right\lrcorner(\check{F} \otimes \check{F}): \boldsymbol{E} \rightarrow\left(\mathbb{L}^{-3} \otimes \mathbb{M}\right) \otimes \mathbb{R}
$$
用坐标表示
$$
\check{F}^2=g^{i h} g^{j k} F_{i j} F_{h k}
$$
命题 $5.6 .4$ 我们有表达式
$$
\check{F}^2=\frac{4}{c^2} g(\vec{B}, \vec{B})
$$
即，在坐标中，
$$
\check{F}^2=\frac{4}{c^2} g_{i j} B^i B^j
$$
我们强调上述不变标度函数具有质量密度的标度维数。据此，我们定义了以下概念，稍后将在伽利略爱 因斯坦方程的上下文中使用 (见命题 8.2.1）。

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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。

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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，工具箱允许您学习和应用专业技术。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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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|Curvature of Spacetime Connections

In Appendix $\mathrm{F}$, given a general connection $c: \boldsymbol{F} \rightarrow T^* \boldsymbol{B} \otimes T \boldsymbol{F}$ on a fibred manifold $p: \boldsymbol{F} \rightarrow \boldsymbol{B}$, we define the curvature tensor to be the tangent valued 2form $R[c]:=-[c, c]: \boldsymbol{F} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{B} \otimes V \boldsymbol{F}$, where $[$,$] is the Frölicher-Nijenhuis$ bracket (see [246, 248, 311] and Appendix: Definition F.1.9, Theorem E.2.3). This approach turns out to be very convenient in many respects.

Here, we specify the above general notion in the particular case of a time preserving, linear spacetime connection $K$.

We recall that our symbols of the connection are conventionally defined as the negatives of the usual ones in the standard literature; therefore some apparent changes of sign appear in our coordinate formulas.
Proposition 4.1.7 The curvature
$$
R[K]:=-[K, K]
$$
of a time preserving, linear spacetime connection $K$ can be naturally regarded as a spacetime tensor (see Definition F.1.9)
$$
R[K]: \boldsymbol{E} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E} \otimes V \boldsymbol{E} \otimes T^* \boldsymbol{E},
$$
and turns out to be given by the standard equality (see Appendix: Note F.2.8)
$$
(R[K](X, Y))(Z)=\nabla_X \nabla_Y Z-\nabla_Y \nabla_X Z-\nabla_{[X, Y]} Z
$$
for each $X, Y, Z \in \sec (\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$.
We have the coordinate expression
$$
\begin{aligned}
R[K] & =-2\left(\partial_\lambda K_\mu{ }^i v+K_\lambda{ }^r v K_\mu{ }^i{ }r\right) d^\lambda \wedge d^\mu \otimes \partial_i \otimes d^v \ & =-\left(\partial\lambda K_\mu{ }^i v+K_\lambda{ }^r v K_\mu{ }^i{ }r-\partial\mu K_\lambda{ }^i v-K_\mu{ }^r v K_\lambda{ }^i{ }_r\right) d^\lambda \otimes d^\mu \otimes \partial_i \otimes d^v
\end{aligned}
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Torsion of Spacetime Connections

In Appendix $\mathrm{F}$, given a general connection $c: \boldsymbol{F} \rightarrow T^* \boldsymbol{B} \otimes T \boldsymbol{F}$ and a soldering form $\sigma: \boldsymbol{F} \rightarrow T^* \boldsymbol{B} \otimes V \boldsymbol{F}$ on a fibred manifold $p: \boldsymbol{F} \rightarrow \boldsymbol{B}$, we define the torsion to be the tangent valued 2-form $T[c]:=2[c, \sigma]: \boldsymbol{F} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{B} \otimes V \boldsymbol{F}$, where [, ] is the Frölicher-Nijenhuis bracket (see [246, 248, 311] and Note F.1.21, Theorem E.2.3). This approach turns out to be very convenient in many respects.

We stress that, in general, according to this general approach, the torsion needs not to be a purely algebraic operator acting on the connection; such a property holds only in some particular cases which depend on the chosen soldering form.

Here, we specify the above general notion in the particular case of a time preserving, linear spacetime connection $K$.

We recall that our symbols of the connection are conventionally defined as the negatives of the ones in the standard literature; therefore some apparent changes of sign appear in our coordinate formulas.

Lemma 4.1.12 In the particular case of connections of the manifold $\boldsymbol{E}$, there is a natural choice for the soldering form $\sigma$ to be used for the definition of the torsion, namely (see Appendix: Lemma F.4.4)
$$
\sigma:=v_{T E}: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes V_E T \boldsymbol{E},
$$ with coordinate expression
$$
v_{T E}=d^\lambda \otimes \dot{\partial}_\lambda
$$

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Curvature of Spacetime Connections

在附录中 $F$ ， 给定一般联系 $c: \boldsymbol{F} \rightarrow T^* \boldsymbol{B} \otimes T \boldsymbol{F}$ 在纤维歧管上 $p: \boldsymbol{F} \rightarrow \boldsymbol{B}$ ，我们将曲率张量定义为切 值 2 形式 $R[c]:=-[c, c]: \boldsymbol{F} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{B} \otimes V \boldsymbol{F}$ ，在哪里[,]istheFrölicher-Nijenhuis括号 （参见 $[246,248 ， 311]$ 和附录：定义 F.1.9，定理 E.2.3）。事实证明，这种方法在很多方面都非常方便。
在这里，我们在保时线性时空连接的特定情况下指定上述一般概念 $K$.
我们记得我们的连接符号通常被定义为标准文献中常用符号的否定；因此在我们的坐标公式中出现了一些 明显的符号变化。
命题 4.1.7 曲率
$$
R[K]:=-[K, K]
$$
时间保持的线性时空连接 $K$ 可以自然地视为时空张量（见定义 F.1.9)
$$
R[K]: \boldsymbol{E} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{E} \otimes V \boldsymbol{E} \otimes T^* \boldsymbol{E},
$$
结果由标准等式给出（见附录：注释 F.2.8）
$$
(R[K](X, Y))(Z)=\nabla_X \nabla_Y Z-\nabla_Y \nabla_X Z-\nabla_{[X, Y]} Z
$$
每个 $X, Y, Z \in \sec (\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$.
我们有坐标表达式
$$
R[K]=-2\left(\partial_\lambda K_\mu{ }^i v+K_\lambda{ }^r v K_\mu{ }^i r\right) d^\lambda \wedge d^\mu \otimes \partial_i \otimes d^v \quad=-\left(\partial \lambda K_\mu{ }^i v+K_\lambda{ }^r v K_\mu{ }^i r-\partial \mu K\right.
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Torsion of Spacetime Connections

在附录中F，给定一般联系 $c: \boldsymbol{F} \rightarrow T^* \boldsymbol{B} \otimes T \boldsymbol{F}$ 和焻接形式 $\sigma: \boldsymbol{F} \rightarrow T^* \boldsymbol{B} \otimes V \boldsymbol{F}$ 在纤维歧管上 $p: \boldsymbol{F} \rightarrow \boldsymbol{B}$ ，我们将扭转定义为切线值 2 形式 $T[c]:=2[c, \sigma]: \boldsymbol{F} \rightarrow \Lambda^2 T^* \boldsymbol{B} \otimes V \boldsymbol{F}$ ，其中 $[$,$] 是$ Frölicher-Nijenhuis 括号（参见 $[246,248,311]$ 和注释 F.1.21，定理 E.2.3）。事实证明，这种方法在很 多方面都非常方便。
我们强调，一般来说，根据这种一般方法，扭矩不需要是作用在连接上的纯代数算子；这种特性仅在某些 特定情况下成立，这取决于所选择的焊接形式。
在这里，我们在保时线性时空连接的特定情况下指定上述一般概念 $K$.
我们记得我们的联系符号通常被定义为标准文献中符号的否定；因此在我们的坐标公式中出现了一些明显 的符号变化。
引理 4.1.12 在歧管连接的特殊情况下 $\boldsymbol{E}$, 焊接形式有自然的选择 $\sigma$ 用于定义扭转，即（见附录：引理 F.4.4)
$$
\sigma:=v_{T E}: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes V_E T \boldsymbol{E}
$$
用坐标表示
$$
v_{T E}=d^\lambda \otimes \dot{\partial}_\lambda
$$

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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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物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Galilean Gravitational Field

We introduce the galilean gravitational field, which is represented by a galilean spacetime connection $K^{\natural}$. We discuss this concept step by step, through the language of general connections (see Appendix F).

We start by analysing the generic spacetime connections $K$, along with their vertical restrictions $\check{K}, K, K$. In particular, we consider the time preserving spacetime connections (Sect. 4.1.1). Moreover, we study their curvature tensor and torsion tensors via the Frölicher-Nijenhuis bracket (Sects. 4.1.2-4.1.4).

Next, we analyse the special spacetime connections (i.e. time preserving, linear and torsion free spacetime connections) (Sect. 4.1).

Further, we study in detail the metric preserving special spacetime connections $K$ and classify them by showing that every $K$ splits, with reference to an observer $o$, into a term determined by the metric and a term generated by a closed observed spacetime 2-form $\Phi[o]$ (Sect. 4.2). Particular attention is devoted to the curvature tensor of these connections.

Eventually, we define a galilean spacetime connection as a special spacetime connection fulfilling the additional symmetry property $R_{i \mu_j}^0=R_{j v_i \mu}^0$ (Sect. 4.3.1). We stress that this property is equivalent to the exactness of $\Phi[o]$; in this way, we achieve the spacetime potential $A[o]$ of $\Phi[o]$. Indeed, later in the quantum theory, this property turns out to be an essential requirement for the existence of the upper quantum connection (see Lemma 9.2.14 and Remark 15.2.3).
Eventually, we postulate the gravitational field $K^{\natural}$ (Sect. 4.3.4).
We conclude this chapter by studying the spacetime differential operators induced by the gravitational field (Sect. 4.4).

In einsteinian General Relativity, the gravitational connection is a Levi-Civita connection determined by the lorentzian metric; for this reason, one is inclined to identify the gravitational field with the metric field. However, in our context, the galilean metric determines the galilean spacetime connection only partially; for this reason we are led to maintain a clear distinction between the galilean metric field and the galilean spacetime connection, by saying that only the latter represents the gravitational field.

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Spacetime Connections

We discuss the spacetime connections $K: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T T \boldsymbol{E}$, along with the associated projection $\nu[K]: T T \boldsymbol{E} \rightarrow T \boldsymbol{E}$ and the linear splitting $T T \boldsymbol{E}=H_K T \boldsymbol{E}$ $\oplus V_E T E$
Moreover, we analyse the three distinguished vertical restrictions of $K$.
Eventually, we analyse the linear spacetime connections and the time preserving spacetime connections, which are defined by the condition $\nabla d t=0$, i.e., in coordinates, $K_\lambda^0=0$.

Definition 4.1.1 A spacetime connection is defined to be a section (see Appendix: Definition F.1.1 and, for instance, [246, 311])
$$
K: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T T \boldsymbol{E},
$$
projectable on the section $\mathbf{1}{\boldsymbol{E}}: \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T \boldsymbol{E}$, according to the commutative diagram The coordinate expression of a spacetime connection is of the type $$ K=d^\lambda \otimes\left(\partial\lambda+K_\lambda{ }^v \dot{\partial}v\right), \quad \text { with } K\lambda{ }^v \in \operatorname{map}(T \boldsymbol{E}, \mathbb{R}) \text {. }
$$

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Galilean Gravitational Field

我们引入伽利略引力场，它由伽利略时空连接表示 $K^{\natural}$. 我们通过一般联系的语言逐步讨论这个概念（见附 录 F)。
我们首先分析通用时空连接 $K$ ， 以及它们的垂直限制 $\check{K}, K, K$. 特别是，我们考虑保留时间的时空连接 (第 4.1.1 节) 。此外，我们通过 Frölicher-Nijenhuis 支架 (第 4.1.2-4.1.4 节) 研究了它们的曲率张量 和挠率张量。
接下来，我们分析特殊的时空连接（即保时、线性和无扭时空连接）（第 $4.1$ 节）。
此外，我们详细研究了保留特殊时空连接的度量 $K$ 并通过显示每个 $K$ 分裂，参考观察者 $o$ ，变成由度量确 定的项和由封闭的观察时空 2-形式生成的项 $\Phi[o]$ （第 $4.2$ 节）。特别注意这些连接的曲率张量。
最终，我们将伽利略时空连接定义为满足附加对称性的特殊时空连接 $R_{i \mu_j}^0=R_{j v_i \mu}^0$ (第 4.3.1 节) 。我 们强调这个属性等同于 $\Phi[o]$; 通过这种方式，我们实现了时空潜力 $A[o]$ 的 $\Phi[o]$. 事实上，在后来的量子理 论中，这个性质被证明是存在上层量子联系的基本要求（见引理 9.2.14 和备注 15.2.3）。
最终，我们假设引力场 $K^{\natural}$ (第 $4.3 .4$ 节)。
我们通过研究由引力场引起的时空微分算符来结束本章（第 $4.4$ 节）。
在爱因斯坦广义相对论中，引力联系是由洛伦兹度量确定的 Levi-Civita 联系；因此，人们倾向于将引力场 等同于度量场。然而，在我们的上下文中，伽利略度量仅部分地确定了伽利略时空连接；出于这个原因， 我们被引导在伽利略度量场和伽利略时空联系之间保持明确的区别，说只有后者代表引力场。

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Spacetime Connections

我们讨论时空联系 $K: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T T \boldsymbol{E}$ ，连同相关的投影 $\nu[K]: T T \boldsymbol{E} \rightarrow T \boldsymbol{E}$ 和线性分裂 $T T \boldsymbol{E}=H_K T \boldsymbol{E} \oplus V_E T E$
此外，我们分析了三个不同的垂直限制 $K$.
最后，我们分析了由条件定义的线性时空连㧍和时间保持时空连接 $\nabla d t=0$ ，即在坐标中， $K_\lambda^0=0$.
定义 4.1.1 时空连接被定义为一个部分（参见附录：定义 F.1.1，例如 [246, 311])
$$
K: T \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T T \boldsymbol{E},
$$
投影在截面上 $\mathbf{E}: \boldsymbol{E} \rightarrow T^* \boldsymbol{E} \otimes T \boldsymbol{E}$, 根据交换图 时空联系的坐标表达式是这样的
$$
K=d^\lambda \otimes\left(\partial \lambda+K_\lambda^v \dot{\partial} v\right), \quad \text { with } K \lambda^v \in \operatorname{map}(T \boldsymbol{E}, \mathbb{R})
$$

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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，工具箱允许您学习和应用专业技术。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
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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
• (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|Metric Differential Operators

We discuss the gradient and rescaled gradient of spacetime functions, the spacetime divergence of spacetime vector fields, the spacelike divergence of projectable spacetime vector fields, the metric laplacian of spacetime functions, the rescaled metric laplacian of spacetime functions and the curl of spacelike vector fields.

Indeed, these subjects are rather standard. However, a special attention is required by some specifications.

Definition 3.2.16 We define the gradient and rescaled gradient operators to be the sheaf morphisms
$$
\begin{aligned}
\vec{d}: \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R}) & \rightarrow \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E}, \mathbb{L}^{-2} \otimes V \boldsymbol{E}\right): f \mapsto g^{\sharp}(d f), \
\vec{d}: \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R}) & \rightarrow \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes V \boldsymbol{E}\right): f \mapsto G^{\sharp}(d f),
\end{aligned}
$$
with coordinate expressions
$$
\vec{d} f=g^{i j} \partial_j f \partial_i \quad \text { and } \quad \vec{d} f=G_0^{i j} \partial_j f u^0 \otimes \partial_i .
$$
Definition 3.2.17 We define the spacetime divergence and the spacelike divergence of spacetime vector fields, respectively, as follows (see Definition 2.2.6)
$\operatorname{div}v X:=i{\bar{v}}\left(L_X v\right) \in \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R})$, for each $\quad X \in \sec (\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$, $\operatorname{div}\eta X:=i{\bar{\eta}}\left(L_X \eta\right) \in \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R}), \quad$ for each $\quad X \in \operatorname{pro}(\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$, We have the coordinate expressions
$$
\begin{aligned}
\operatorname{div}v X & =\frac{\partial_0\left(X^0 \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}}+\frac{\partial_i\left(X^i \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}}, \ \operatorname{div}\eta X & =X^0 \frac{\partial_0 \sqrt{|g|}}{\sqrt{|g|}}+\frac{\partial_i\left(X^i \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}} .
\end{aligned}
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Rigid Observers

We discuss the Lie derivative of the metric $G$ with respect to the velocity $д[o]$ of an observer $o$ and define the rigid observers.

Let us consider an observer $o$ and its associated velocity д[ $o]$ (see Proposition 2.7.3).

Proposition 3.2.21 Being д $[o]: E \rightarrow \mathbb{T}^* \otimes T E$ a projectable scaled spacetime vector field, the observed Lie derivative
$$
L_{\text {स[o] }} G \in \sec \left(\boldsymbol{E}, V^* \boldsymbol{E} \otimes V^* \boldsymbol{E}\right) .
$$
is well defined, in spite of the fact that $G$ is a spacelike covariant tensor (see Lemma 2.2.8).
We have the coordinate expression
$$
L_{\text {Д[o] }} G=\left(\partial_0 G_{i j}^0+G_{h j} \partial_i o_0^h+G_{i h}^0 \partial_j o_0^h\right) \breve{d}^i \otimes \breve{d}^j .
$$
Definition 3.2.22 An observer $o$ is said to be rigid if
$$
L_{\text {य[o] }} G=0,
$$
i.e., in coordinates, if
$$
\partial_0 G_{i j}^0+G_{h j}^0 \partial_i o_0^h+G_{i h}^0 \partial_j o_0^h=0 .
$$
Thus, in intuitive words, the observer $o$ is rigid if the “infinitesimal distance” of neighbouring particles of its flow $\mathscr{F}[o]$ does not change along the time evolution.

量子力学代考

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Metric Differential Operators

我们讨论了时空函数的梯度和重标度梯度、时空向量场的时空散度、可投影时空向量场的类空间散度、时 空函数的度量拉普拉斯算子、时空函数的重标度度量拉普拉斯算子和类空向量场的旋度。
事实上，这些科目是相当标准的。但是，某些规范要求特别注意。
定义 3.2.16 我们将梯度和重新缩放的梯度算子定义为层态射
$$
\vec{d}: \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R}) \rightarrow \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E}, \mathbb{L}^{-2} \otimes V \boldsymbol{E}\right): f \mapsto g^{\sharp}(d f), \vec{d}: \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R}) \quad \rightarrow \operatorname{map}\left(\boldsymbol{E}, \mathbb{T}^* \otimes V\right.
$$
用坐标表达式
$$
\vec{d} f=g^{i j} \partial_j f \partial_i \quad \text { and } \quad \vec{d} f=G_0^{i j} \partial_j f u^0 \otimes \partial_i
$$
定义3.2.17 我们定义时空向量场的时空散度和类空散度分别如下（见定义2.2.6） $\operatorname{div} v X:=i \bar{v}\left(L_X v\right) \in \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R})$, 对于每个 $X \in \sec (\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$ ，
$\operatorname{div} \eta X:=i \bar{\eta}\left(L_X \eta\right) \in \operatorname{map}(\boldsymbol{E}, \mathbb{R})$, 每个 $X \in \operatorname{pro}(\boldsymbol{E}, T \boldsymbol{E})$, 我们有坐标表达式
$$
\operatorname{div} v X=\frac{\partial_0\left(X^0 \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}}+\frac{\partial_i\left(X^i \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}}, \operatorname{div} \eta X=X^0 \frac{\partial_0 \sqrt{|g|}}{\sqrt{|g|}}+\frac{\partial_i\left(X^i \sqrt{|g|}\right)}{\sqrt{|g|}}
$$

物理代写|量子力学代写quantum mechanics代考|Rigid Observers

让我们考虑一个观察者 $o$ 及其相关速度 $A[o]$ （见提案 2.7.3）。
命题 3.2.21 存在 ä $[o]: E \rightarrow \mathbb{T}^* \otimes T E$ 一个可投影的缩放时空矢量场，观察到的李导数
$$
L_{\text {स }[0]} G \in \sec \left(\boldsymbol{E}, V^* \boldsymbol{E} \otimes V^* \boldsymbol{E}\right) \text {. }
$$
定义明确，尽管事实上 $G$ 是类空协变张量（见引理 2.2.8）。 我们有坐标表达式
$$
L_{\text {I [o] }} G=\left(\partial_0 G_{i j}^0+G_{h j} \partial_i o_0^h+G_{i h}^0 \partial_j o_0^h\right) \breve{d}^i \otimes \breve{d}^j .
$$
定义 3.2.22 观察者 $o$ 据说是刚性的，如果
$$
L_{\text {य }[\mathrm{o}]} G=0,
$$
即，在坐标中，如果
$$
\partial_0 G_{i j}^0+G_{h j}^0 \partial_i o_0^h+G_{i h}^0 \partial_j o_0^h=0 .
$$
因此，用直觉的话来说，观察者 $o$ 如果其流动的相邻粒子的“无穷小距离”是刚性的 $\mathscr{F}[o]$ 不随时间演化而改 变。

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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，工具箱允许您学习和应用专业技术。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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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
• 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|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)
$$
\mathrm{S}[\Psi]=\left(\text { д }\left[o_{\Psi}\right] \cdot|\Psi|+\frac{1}{2}|\Psi| \operatorname{div}\eta \text { д }\left[o{\Psi}\right]-\mathfrak{i}\left(\frac{1}{2} \Delta[G]|\Psi|+A[\Psi]\right)|\Psi|\right) \otimes \mathrm{b}_{\Psi} .
$$

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，工具箱允许您学习和应用专业技术。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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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
• (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|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).

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，工具箱允许您学习和应用专业技术。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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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
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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|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.

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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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。

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，工具箱允许您学习和应用专业技术。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