如果你也在 怎样代写热力学thermodynamics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。
热力学是对热、功、温度和能量之间关系的研究。热力学定律描述了一个系统中的能量如何变化，以及该系统是否能对其周围环境进行有用的工作。
statistics-lab™ 为您的留学生涯保驾护航 在代写热力学thermodynamics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。我们的专家在代写热力学thermodynamics代写方面经验极为丰富，各种代写热力学thermodynamics相关的作业也就用不着说。
我们提供的热力学thermodynamics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|热力学代写thermodynamics代考|Cooperative Self-Energy in Band Gaps
Let us consider photonic crystals free of dissipation or disorder, where the edge of a band gap is a singularity of the DOM (i.e., $\rho_n(\omega)$ vanishes abruptly). Then, within a bandgap,
$$
\gamma_{j j^{\prime}} \propto \gamma \propto \rho_n\left(\omega_{\mathrm{a}}\right)=0
$$
The evaluation of $\Delta_{j j^{\prime}}$ in a band gap is more involved. The frequency is expanded about the singularity $\omega_{\mathrm{c}}$, the lower or upper edge of the bandgap (Fig. 3.3),
$$
\omega=\omega_{\mathrm{c}}+b \kappa^2+\ldots
$$
$\kappa$ being the deviation from $K_{\mathrm{c}}$, the wave vector of the band edge. The firstderivative term in the expansion vanishes at the cutoff. Just above the cutoff frequency or the lower edge of a band gap $\omega_{\mathrm{c}}$, this expansion corresponds to
$$
\rho_n(\omega) \simeq \frac{\omega\left(\omega^2-\omega_{\mathrm{c}}^2\right)^{1 / 2}}{\left(2 b \omega_{\mathrm{c}}\right)^{3 / 2}} \theta\left(\omega^2-\omega_{\mathrm{c}}^2\right),
$$
$\theta$ being the Heaviside step function. An analogous expression is obtained for $\omega_{\mathrm{c}}$ at the upper edge of a band gap.
For this form of $\rho_n(\omega), \Delta_{j j^{\prime}}$ can be evaluated for $\omega_{\mathrm{a}}$ just below $\omega_{\mathrm{c}}$ upon extending the integral in (8.21) over the domain $\omega_{\mathrm{c}}<\omega<\infty$ and $-\infty<\omega<-\omega_{\mathrm{c}}$. We consider the integrand to be symmetric in $\omega$, exclude the bandgap and its edges, $-\omega_{\mathrm{c}} \leq \omega \leq \omega_{\mathrm{c}}$, by branch cuts, and close the contour by a circle of infinite radius (Fig. 8.2). The $\pm \omega_{\mathrm{a}}$ residues that contribute to the integral are the product of two factors: (i) the analytic continuation of $\rho_n(\omega)[\mathrm{Eq} . ~(8.28)]$ into the band gap that has the form,
$$
\rho_n\left( \pm \omega_{\mathrm{a}}\right)=\chi^2 \frac{d \chi}{d \omega}= \pm i \frac{\omega_{\mathrm{a}}\left(\omega_{\mathrm{a}}^2-\omega_{\mathrm{c}}^2\right)^{1 / 2}}{\left(2 b \omega_{\mathrm{c}}\right)^{3 / 2}}
$$
where $\chi$ is the imaginary part of the wave vector; and (ii) the analytic continuation of $f_n(K R) \Phi_n^{j j^{\prime}}(K)$, which amounts to the replacement of the angular integral in (8.18) by an integral over evanescent modes with complex wave vectors:
$$
\int d \Omega_{\hat{\boldsymbol{K}}}\left(\hat{\boldsymbol{\rho}} \cdot \boldsymbol{\epsilon}\lambda\right)^2 \phi\alpha^*\left(\boldsymbol{r}j\right) \phi\alpha\left(\boldsymbol{r}{j^{\prime}}\right) \rightarrow \int d \Omega{\hat{\boldsymbol{K}}}\left(\hat{\boldsymbol{\rho}} \cdot \boldsymbol{\epsilon}_\lambda\right)^2 \exp (i \boldsymbol{K} \cdot \boldsymbol{R}-|\boldsymbol{\chi} \cdot \boldsymbol{R}|) \cdot(8.30)
$$
物理代写|热力学代写thermodynamics代考|Long-Range RDDI near a Waveguide Cutoff
Contrary to RDDI suppression in a band gap of a photonic crystal, the cooperative Lamb shift (RDDI) can be enhanced, while the radiative rate $\gamma_{j j^{\prime}}$ can be suppressed (compared to free space) when atoms are placed inside a rectangular hollow metallic waveguide (MWG) along its axis $z$ [Fig. 8.3(a)].
These results are determined by two key features of the waveguide structure: (1) below the cutoff $\omega_{m n}$ no guided photon modes exist, and (2) the density of states diverges near the cutoff, because it is proportional to
$$
\frac{\partial k}{\partial \omega}=\frac{1}{c} \frac{\omega}{\omega_{m n}} \frac{1}{\sqrt{\left(\omega / \omega_{m n}\right)^2-1}}
$$
In what follows, feature (1) will be shown to suppress radiative decay and feature (2) to enhance and extend the range of RDDI.
Let the atoms be polarizable in the $z$ direction, $\wp_{e g}=\wp_{e g} \boldsymbol{e}z$. Since in TE modes the $z$ component of the electric field vanishes, only TM modes contribute to the bath spectrum, which evaluates to [cf. (3.12) and Table 3.1] $$ G{j j^{\prime}}(\omega)=\sum_{m n} \frac{\Gamma_{m n}}{2 \pi} \frac{\cos \left[k\left(z_j-z_{j^{\prime}}\right)\right]}{\sqrt{\left(\omega / \omega_{m n}\right)^2-1}} \theta\left(\omega-\omega_{m n}\right) .
$$
Here we have introduced $\Gamma_{m n} \equiv \frac{4 \omega_{m n} \tilde{\xi}{m n, j} \tilde{\varphi}{m n, j^{\prime}}}{\pi \epsilon_0 \hbar c a b}$, where
$$
\tilde{\wp}{m n, j}=\wp{e g} \sin \left(\frac{m \pi}{a} x_j\right) \sin \left(\frac{n \pi}{b} y_j\right),
$$ $\left(x_j, y_j\right)$ being the transverse position of atom $j$ in a waveguide with transverse dimensions $a$ and $b$.
热力学代写
物理代写|热力学代写thermodynamics代考|Cooperative Self-Energy in Band Gaps
让我们考虑没有耗散或无序的光子晶体，其中带隙的边缘是 DOM 的奇点 (即， $\rho_n(\omega)$ 突然消失) 。然 后，在带隙内，
$$
\gamma_{j j^{\prime}} \propto \gamma \propto \rho_n\left(\omega_{\mathrm{a}}\right)=0
$$
的评价 $\Delta_{j j^{\prime}}$ 在带隙中涉及更多。频率围绕奇点展开 $\omega_c$ ，带隙的下边缘或上边缘（图 3.3)，
$$
\omega=\omega_{\mathrm{c}}+b \kappa^2+\ldots
$$
$\kappa$ 是偏离 $K_{\mathrm{c}}$ ，带边的波矢。展开中的一阶导数项在截止处消失。刚好高于截止频率或带隙的下边缘 $\omega_{\mathrm{c}}$ ，这 个扩展对应于
$$
\rho_n(\omega) \simeq \frac{\omega\left(\omega^2-\omega_{\mathrm{c}}^2\right)^{1 / 2}}{\left(2 b \omega_{\mathrm{c}}\right)^{3 / 2}} \theta\left(\omega^2-\omega_{\mathrm{c}}^2\right)
$$
$\theta$ 是 Heaviside 阶跃函数。获得了类似的表达式 $\omega_{\mathrm{c}}$ 在带隙的上边缘。
对于这种形式 $\rho_n(\omega), \Delta_{j j^{\prime}}$ 可以评估 $\omega_{\mathrm{a}}$ 略低于 $\omega_{\mathrm{c}}$ 将 (8.21) 中的积分扩展到域上 $\omega_{\mathrm{c}}<\omega<\infty$ 和 $-\infty<\omega<-\omega_{\mathrm{c}}$. 我们认为被积函数是对称的 $\omega$ ， 排除带隙及其边缘， $-\omega_{\mathrm{c}} \leq \omega \leq \omega_{\mathrm{c}}$ ，通过分支切 割，并通过无限半径的圆闭合轮廓 (图 8.2) 。这 $\pm \omega_{\mathrm{a}}$ 对积分有贡献的留数是两个因素的乘积：(i) 的分析 延拓 $\rho_n(\omega)[\mathrm{Eq} .(8.28)]$ 进入具有形式的带隙，
$$
\rho_n\left( \pm \omega_{\mathrm{a}}\right)=\chi^2 \frac{d \chi}{d \omega}= \pm i \frac{\omega_{\mathrm{a}}\left(\omega_{\mathrm{a}}^2-\omega_{\mathrm{c}}^2\right)^{1 / 2}}{\left(2 b \omega_{\mathrm{c}}\right)^{3 / 2}}
$$
在哪里 $\chi$ 是波矢的虚部；(ii) 分析的延续 $f_n(K R) \Phi_n^{j j^{\prime}}(K)$ ，这相当于用具有复波矢量的渐逝模式积分代 替 (8.18) 中的角积分:
$$
\int d \Omega_{\hat{\boldsymbol{K}}}(\hat{\boldsymbol{\rho}} \cdot \boldsymbol{\epsilon} \lambda)^2 \phi \alpha^*(\boldsymbol{r} j) \phi \alpha\left(\boldsymbol{r} j^{\prime}\right) \rightarrow \int d \Omega \hat{\boldsymbol{K}}\left(\hat{\boldsymbol{\rho}} \cdot \boldsymbol{\epsilon}_\lambda\right)^2 \exp (i \boldsymbol{K} \cdot \boldsymbol{R}-|\boldsymbol{\chi} \cdot \boldsymbol{R}|) \cdot(8.30)
$$
物理代写|热力学代写thermodynamics代考|Long-Range RDDI near a Waveguide Cutoff
与光子晶体带隙中的 RDDI 抑制相反，协同兰姆位移 (RDDI) 可以增强，而辐射率 $\gamma_{j j^{\prime}}$ 当原子沿其轴放置在 矩形空心金属波导 (MWG) 内时，可以被抑制（与自由空间相比） $z$ [如图。8.3(a)]。
这些结果由波导结构的两个关键特征决定：(1) 在截止以下 $\omega_{m n}$ 不存在引导光子模式，并且 (2) 状态密度 在截止点附近发散，因为它与
$$
\frac{\partial k}{\partial \omega}=\frac{1}{c} \frac{\omega}{\omega_{m n}} \frac{1}{\sqrt{\left(\omega / \omega_{m n}\right)^2-1}}
$$
在下文中，将展示特征 (1) 来抑制辐射衰减，特征 (2) 来增强和扩展 RDDI 的范围。
让原子在 $z$ 方向， $\wp_{e g}=\wp_{e g} e z$. 由于在 TE 模式下 $z$ 电场的分量消失，只有 TM 模式对浴谱有贡献，其评 估为 [cf. (3.12) 和表 3.1]
$$
G j j^{\prime}(\omega)=\sum_{m n} \frac{\Gamma_{m n}}{2 \pi} \frac{\cos \left[k\left(z_j-z_{j^{\prime}}\right)\right]}{\sqrt{\left(\omega / \omega_{m n}\right)^2-1}} \theta\left(\omega-\omega_{m n}\right)
$$
在这里我们介绍了 $\Gamma_{m n} \equiv \frac{4 \omega_{m n n} \tilde{\xi} m n, j \tilde{\varphi} m n, j^{\prime}}{\pi \epsilon_0 \hbar c a b} ，$ 在哪里
$$
\tilde{\wp} m n, j=\wp e g \sin \left(\frac{m \pi}{a} x_j\right) \sin \left(\frac{n \pi}{b} y_j\right),
$$
$\left(x_j, y_j\right)$ 是原子的横向位置 $j$ 在具有横向尺寸的波导中 $a$ 和 $b$.
统计代写请认准statistics-lab™. statistics-lab™为您的留学生涯保驾护航。
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。