如果你也在 怎样代写天文学astronomy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。天文学astronomy是对地球大气层以外的一切事物的研究。它应用物理学、生物学和地质学来解释空间、恒星和天体的起源和演变。想进入这个研究领域的人可能希望特别专注于一个子领域。天文学的四个子领域是。天体物理学；天体测量学；天体地质学；和天体生物学。以下是对每个子领域及其重点的简要描述。
天文学astronomy与研究地球物理的地球物理学类似，天体物理学是天文学的一个分支，应用物理学定律来解释宇宙中物体（如行星、恒星、星系和星云）的诞生、生命和死亡。与空间物体的互动是通过研究它们所发出的辐射量来完成的。这些由行星、恒星等发出的辐射，是通过观察某些属性来研究的，如温度、密度、光度和化学成分。
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物理代写|天文学作业代写astronomy代考|Co-ordinates, metric and motion
It is important to understand that the co-ordinates serve merely as labels that identify events in spacetime. They can be chosen arbitrarily, as long as they are well-behaved (continuous, one-to-one,..), but they have usually no physical meaning. In particular, differences in time or spatial co-ordinates are meaningless because they are not invariant. In GR, measurable quantities such as lengths and times are always expressed in terms of the co-ordinates and the metric tensor, so that the result is invariant for a co-ordinate transformation. Consider for example radial distances in the Schwarzschild metric. The difference $r_{2}-r_{1}$ of two radial positions $r_{1}$ and $r_{2}$ is not invariant and not equal to the measured distance. If we travel radially from $r_{1}$ to $r_{2}$ and measure the distance with a measuring rod, the result is equal to $\int_{r_{1}}^{r_{2}} \sqrt{-g_{\mathrm{rr}}(r)} \mathrm{d} r$. This strange expression will become clear in a moment. The point is that the outcome of a measurement is always given by an invariant expression (invariant for co-ordinate transformations) involving the metric tensor. These two functions of labelling and measuring are frequently confused in daily life, for example, in the case of cartesian co-ordinates (think of millimetre paper), but in GR they are strictly separated.
Even though the choice of the co-ordinates is free, some co-ordinates are much easier to use than others. It is not very wise to use rectangular coordinates for a spherically symmetric system, and this is also very much true in GR. By ‘natural selection’ a few standard co-ordinate systems have emerged for frequently occurring physical situations that everybody uses because it saves a lot of work.
物理代写|天文学作业代写astronomy代考|Weak fields (1)
Assume now that we are dealing with weak, time-independent gravity fields and that the relevant velocities are non-relativistic, $\beta=v / c \ll 1$. Spacetime is then nearly flat, and it makes sense to do the substitution $g_{\mu \nu}=\eta_{\mu \nu}+\gamma_{\mu \nu}$ with $\gamma_{\mu \nu}$ small, and $\gamma_{\mu \nu, 0}=0$. We take once more $p=s$ and settle first the relation between $\mathrm{d} s$ and $\mathrm{d} t$ by using the metric (3.1), which we may write as $\mathrm{d} s^{2}=\left(\mathrm{d} x^{0}\right)^{2}-\mathrm{d} x^{i} \mathrm{~d} x^{i}+\gamma_{\mu \nu} \mathrm{d} x^{\mu} \mathrm{d} x^{\nu}$. After ‘division’ by $\mathrm{d} t^{2}$ :
$$
\left(\frac{\mathrm{d} s}{\mathrm{~d} t}\right)^{2} \simeq c^{2}-v^{2}+\gamma_{00} c^{2}+\operatorname{terms} O(\gamma v c) \text { or } O\left(\gamma v^{2}\right)
$$
plus terms of order $\beta^{2}$. To order $\beta$ we may put $\mathrm{d} / \mathrm{d} s=c^{-1} \mathrm{~d} / \mathrm{d} t$ in the geodesic equation (2.34):
$$
0 \simeq \frac{\mathrm{d}^{2} x^{\mu}}{\mathrm{d} t^{2}}+\Gamma_{\nu \sigma}^{\mu} \frac{\mathrm{d} x^{\nu}}{\mathrm{d} t} \frac{\mathrm{d} x^{\sigma}}{\mathrm{d} t} \simeq \frac{\mathrm{d}^{2} x^{\mu}}{\mathrm{d} t^{2}}+c^{2} \Gamma_{00}^{\mu}
$$
since due to $\mathrm{d} x^{\mu} / \mathrm{d} t \simeq\left(c, v^{i}\right)$ the summand $\nu=\sigma=0$ is at least a factor $c / v$ larger than all others. Now drop terms of order $\gamma^{2}$ and use $\gamma_{\mu \nu, 0}=0$ in (2.24):
$$
\Gamma_{00}^{\mu} \simeq \frac{1}{2} \eta^{\mu \lambda}\left(2 \gamma_{\lambda 0,0}-\gamma_{00, \lambda}\right)=-\frac{1}{2} \eta^{\mu \lambda} \gamma_{00, \lambda} .
$$
Hence, $\Gamma_{00}^{0}=0$ and $\Gamma_{00}^{i}=\frac{1}{2} \gamma_{00, i}$. Relation (3.15) produces an identity for $\mu=0$, and for $\mu=i$ :
$$
\frac{\mathrm{d}^{2} x^{i}}{\mathrm{~d} t^{2}} \simeq-\frac{1}{2} c^{2} \gamma_{00, i}=-\nabla_{i} \Phi
$$
物理代写|天文学作业代写astronomy代考|Weak fields (2)
This section is a little technical. We seek an expansion of the field equations in terms of the small parameter $\gamma_{\alpha \beta}$ for weak fields. We need that to be able to deal with the classical limit of the field equations, and later for handling gravitational waves. Once more we make the substitution 6
$$
g_{\alpha \beta}=\eta_{\alpha \beta}+\gamma_{\alpha \beta},
$$
with $\gamma_{\alpha \beta}$ ‘small’; $g_{\alpha \beta}$ and $\gamma_{\alpha \beta}$ may now depend on $x_{0}$. Take $\alpha=\sigma$ in (2.62) and substitute (3.44). The largest term in $R_{\mu \nu}$ turns out to be of the order of $\gamma:$
$$
R_{\mu \nu}=\frac{1}{2} \eta^{\alpha \beta}\left(\gamma_{\alpha \beta, \mu \nu}-\gamma_{\mu \alpha, \beta \nu}-\gamma_{\beta \nu, \mu \alpha}+\gamma_{\mu \nu, \alpha \beta}\right)+O\left(\gamma^{2}\right) .
$$
This can be written in the following form:
$$
R_{\mu \nu}=\frac{1}{2} \square \gamma_{\mu \nu}-\frac{1}{2}\left(\tau_{\mu, \nu}+\tau_{\nu, \mu}\right)+O\left(\gamma^{2}\right),
$$
where $\square$ is the d’Alembert operator:
$$
\square \psi=\eta^{\alpha \beta} \psi_{, \alpha \beta}=\left(\frac{1}{c^{2}} \frac{\partial^{2}}{\partial t^{2}}-\nabla^{2}\right) \psi
$$
天文学代考
物理代写|天文学作业代写ASTRONOMY代考|CO-ORDINATES, METRIC AND MOTION
重要的是要理解坐标仅用作识别时空中事件的标签。他们可以任意选择，只要他们乖巧C这n吨一世n在这在s,这n和−吨这−这n和,..，但它们通常没有物理意义。特别是，时间或空间坐标的差异是没有意义的，因为它们不是一成不变的。在 GR 中，长度和时间等可测量的量总是用坐标和度量张量表示，因此结果对于坐标变换是不变的。例如，考虑 Schwarzschild 度量中的径向距离。区别r2−r1两个径向位置r1和r2不是不变的，也不等于测量的距离。如果我们从r1到r2并用量尺测量距离，结果等于∫r1r2−Grr(r)dr. 这种诡异的表情马上就会变得清晰起来。关键是测量的结果总是由一个不变的表达式给出一世n在一种r一世一种n吨F这rC这−这rd一世n一种吨和吨r一种nsF这r米一种吨一世这ns涉及度量张量。标记和测量这两个功能在日常生活中经常被混淆，例如在笛卡尔坐标的情况下吨H一世nķ这F米一世ll一世米和吨r和p一种p和r，但在 GR 中它们是严格分开的。
尽管坐标的选择是自由的，但有些坐标比其他坐标更容易使用。对球对称系统使用直角坐标不是很明智，这在 GR 中也非常正确。通过“自然选择”，出现了一些标准坐标系统，用于每个人都使用的频繁发生的物理情况，因为它可以节省大量工作。
物理代写|天文学作业代写ASTRONOMY代考|WEAK FIELDS 1
现在假设我们正在处理弱的、与时间无关的重力场，并且相关的速度是非相对论的，b=在/C≪1. 时空几乎是平坦的，进行替换是有意义的Gμν=这μν+Cμν和Cμν小，和Cμν,0=0. 我们再一次p=s并首先解决之间的关系ds和d吨通过使用指标3.1，我们可以写成ds2=(dX0)2−dX一世 dX一世+CμνdXμdXν. 在“除”之后d吨2 :
$$
\left(\frac{\mathrm{d} s}{\mathrm{~d} t}\right)^{2} \simeq c^{2}-v^{2}+\gamma_{00} c^{2}+\operatorname{terms} O(\gamma v c) \text { or } O\left(\gamma v^{2}\right)
$$
plus terms of order $\beta^{2}$. To order $\beta$ we may put $\mathrm{d} / \mathrm{d} s=c^{-1} \mathrm{~d} / \mathrm{d} t$ in the geodesic equation (2.34):
$$
0 \simeq \frac{\mathrm{d}^{2} x^{\mu}}{\mathrm{d} t^{2}}+\Gamma_{\nu \sigma}^{\mu} \frac{\mathrm{d} x^{\nu}}{\mathrm{d} t} \frac{\mathrm{d} x^{\sigma}}{\mathrm{d} t} \simeq \frac{\mathrm{d}^{2} x^{\mu}}{\mathrm{d} t^{2}}+c^{2} \Gamma_{00}^{\mu}
$$
since due to $\mathrm{d} x^{\mu} / \mathrm{d} t \simeq\left(c, v^{i}\right)$ the summand $\nu=\sigma=0$ is at least a factor $c / v$ larger than all others. Now drop terms of order $\gamma^{2}$ and use $\gamma_{\mu \nu, 0}=0$ in (2.24):
$$
\Gamma_{00}^{\mu} \simeq \frac{1}{2} \eta^{\mu \lambda}\left(2 \gamma_{\lambda 0,0}-\gamma_{00, \lambda}\right)=-\frac{1}{2} \eta^{\mu \lambda} \gamma_{00, \lambda} .
$$
Hence, $\Gamma_{00}^{0}=0$ and $\Gamma_{00}^{i}=\frac{1}{2} \gamma_{00, i}$. Relation (3.15) produces an identity for $\mu=0$, and for $\mu=i$ :
$$
\frac{\mathrm{d}^{2} x^{i}}{\mathrm{~d} t^{2}} \simeq-\frac{1}{2} c^{2} \gamma_{00, i}=-\nabla_{i} \Phi
$$
物理代写|天文学作业代写ASTRONOMY代考|WEAK FIELDS 2
这部分有点技术性。我们根据小参数寻求场方程的扩展C一种b对于弱场。我们需要它来处理场方程的经典极限，然后处理引力波。我们再次进行替换 6
$$
g_{\alpha \beta}=\eta_{\alpha \beta}+\gamma_{\alpha \beta},
$$
with $\gamma_{\alpha \beta}$ ‘small’; $g_{\alpha \beta}$ and $\gamma_{\alpha \beta}$ may now depend on $x_{0}$. Take $\alpha=\sigma$ in (2.62) and substitute (3.44). The largest term in $R_{\mu \nu}$ turns out to be of the order of $\gamma:$
$$
R_{\mu \nu}=\frac{1}{2} \eta^{\alpha \beta}\left(\gamma_{\alpha \beta, \mu \nu}-\gamma_{\mu \alpha, \beta \nu}-\gamma_{\beta \nu, \mu \alpha}+\gamma_{\mu \nu, \alpha \beta}\right)+O\left(\gamma^{2}\right) .
$$
This can be written in the following form:
$$
R_{\mu \nu}=\frac{1}{2} \square \gamma_{\mu \nu}-\frac{1}{2}\left(\tau_{\mu, \nu}+\tau_{\nu, \mu}\right)+O\left(\gamma^{2}\right),
$$
where $\square$ is the d’Alembert operator:
$$
\square \psi=\eta^{\alpha \beta} \psi_{, \alpha \beta}=\left(\frac{1}{c^{2}} \frac{\partial^{2}}{\partial t^{2}}-\nabla^{2}\right) \psi
$$
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电磁学代考
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光学代考
光学（Optics），是物理学的分支，主要是研究光的现象、性质与应用，包括光与物质之间的相互作用、光学仪器的制作。光学通常研究红外线、紫外线及可见光的物理行为。因为光是电磁波，其它形式的电磁辐射，例如X射线、微波、电磁辐射及无线电波等等也具有类似光的特性。
大多数常见的光学现象都可以用经典电动力学理论来说明。但是，通常这全套理论很难实际应用，必需先假定简单模型。几何光学的模型最为容易使用。
相对论代考
上至高压线，下至发电机，只要用到电的地方就有相对论效应存在！相对论是关于时空和引力的理论，主要由爱因斯坦创立，相对论的提出给物理学带来了革命性的变化，被誉为现代物理性最伟大的基础理论。
流体力学代考
流体力学是力学的一个分支。 主要研究在各种力的作用下流体本身的状态，以及流体和固体壁面、流体和流体之间、流体与其他运动形态之间的相互作用的力学分支。
随机过程代写
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，其取值随着偶然因素的影响而改变。 例如，某商店在从时间t0到时间tK这段时间内接待顾客的人数，就是依赖于时间t的一组随机变量，即随机过程
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。
