如果你也在 怎样代写量子力学Quantum mechanics PHYS3001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Quantum mechanics在理论物理学中，量子场论（QFT）是一个结合了经典场论、狭义相对论和量子力学的理论框架。QFT在粒子物理学中用于构建亚原子粒子的物理模型，在凝聚态物理学中用于构建准粒子的模型。
量子力学Quantum mechanics产生于跨越20世纪大部分时间的几代理论物理学家的工作。它的发展始于20世纪20年代对光和电子之间相互作用的描述，最终形成了第一个量子场理论–量子电动力学。随着微扰计算中各种无限性的出现和持续存在，一个主要的理论障碍很快出现了，这个问题直到20世纪50年代随着重正化程序的发明才得以解决。第二个主要障碍是QFT显然无法描述弱相互作用和强相互作用，以至于一些理论家呼吁放弃场论方法。20世纪70年代，规整理论的发展和标准模型的完成导致了量子场论的复兴。
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物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Hilbert space for angular momentum
What are the properties of rotations that can be observed simultaneously? Since rotations in three dimensions can be specified with two angles $(\theta, \phi)$, one must label the Hilbert space with two rotation quantum numbers. One possible basis is “position space”, which is angle space $|\theta, \phi\rangle$. Another possible basis is angular momentum space. Therefore, angular momentum space must have two labels. There is a parallel between angle-angular momentum spaces, and the ordinary position-momentum spaces, respectively. It is useful to keep this analogy in mind. Similar to ordinary Fourier expansions, one can expand the angle basis in terms of the angular momentum basis, and vice versa. Instead of the set of functions $\exp (i \mathbf{p} \cdot \mathbf{x} / \hbar) \sim\langle\mathbf{r} \mid \mathbf{p}\rangle$ that form a complete basis for a Fourier expansion, one uses the spherical harmonics $\langle\boldsymbol{\Omega} \mid l m\rangle \sim Y_{l m}(\boldsymbol{\Omega})$ as a complete basis for an expansion of angle space into angular momentum space, and viceversa, as will be seen below.
The two labels for angular momentum correspond to commuting operators constructed from functions of the generators $\mathbf{J}$. We have seen that rotation invariance of scalars guarantee that $\left[\mathbf{J}, \mathbf{J}^2\right]=0$. Therefore the two simplest commuting operators can be chosen as $\left(\mathbf{J}^2, J_3\right)$, and their eigenvalues may label the states as $|\lambda, m\rangle$
$$
J_3|\lambda, m\rangle=\hbar m|\lambda, m\rangle, \quad \mathbf{J}^2|\lambda, m\rangle=\hbar^2 \lambda^2|\lambda, m\rangle
$$
Since $\mathbf{J}^2$ is a positive operator, its eigenvalue must be positive $\lambda^2 \geq 0$. Furthermore, both $\lambda^2$ and $m$ must be real since they are eigenvalues of Hermitian operators. The action of all the generators $\mathbf{J}$ on these states will provide all possible representations of the Lie algebra (6.49).
We now need to find out how $J_1$ and $J_2$ operate on the state vectors $|\lambda, m\rangle$. For this purpose define $J_{\pm}=J_1 \pm i J_2$, which are called raising/lowering operators. It is also conventional to rename $J_3=J_0$. Their commutation rules follows from $(6.49)$
$$
\left[J_0, J_{\pm}\right]=\pm \hbar J_{\pm}, \quad\left[J_{+}, J_{-}\right]=2 \hbar J_0 .
$$
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Spherical harmonics
We have defined orbital angular momentum as $\mathbf{L}=\mathbf{r} \times \mathbf{p}=\mathbf{J}$. We already know that the possible eigenvalues are in the set listed in (6.66), but we must
still find out which of the $j$ eigenvalues occur when $\mathbf{J}$ has the specific form of orbital angular momentum. To distinguish this case from the general problem discussed in the previous section we will label the states with the eigenvalues $l, m$, and search for the allowed values of $l$. We have seen in section (6.3) that the operator $\mathbf{L}$ acts on angle space as a differential operator
$$
\langle\Omega| \mathbf{L}=-i \hbar\left(-\boldsymbol{\Theta} \frac{1}{\sin \theta} \frac{\partial}{\partial \phi}+\boldsymbol{\Phi} \frac{\partial}{\partial \theta}\right)\langle\Omega| .
$$
It is straightforward to verify that this differential operator representation of angular momentum satisfies the algebra $\left[L_I, L_J\right]=i \hbar \varepsilon_{I J K} L_K$. From this form we extract the formulas for applying $L_0 \equiv L_3$ and $L_{\pm} \equiv L_1 \pm i L_2$ on angle space
$$
\begin{gathered}
\langle\Omega| L_0=-i \hbar \frac{\partial}{\partial \phi}\langle\Omega| \
\langle\Omega| L_{\pm}=\hbar e^{\pm i \phi}\left(\pm \frac{\partial}{\partial \theta}+i \cot \theta \frac{\partial}{\partial \phi}\right)\langle\Omega| .
\end{gathered}
$$
量子力学代写
物理代写|量子力学代写QUANTUM MECHANICS代考|HILBERT SPACE FOR ANGULAR MOMENTUM
可以同时观察到的旋转有哪些特性? 由于可以用两个角度指定三个维度的旋转 $(\theta, \phi)$, 必须用两个旋转量子数标记希尔伯特空间。一种可能的基础是“位置空间”，也 就是角度空间 $|\theta, \phi\rangle$. 另一个可能的基础是角动量空间。因此，角动量空间必须有两个标签。角-角动量空间和普通的位置-动量空间分别存在平行关系。牢记这个类 比是很有用的。类似于普通的傅立叶展开，可以根据角动量基础展开角度基础，反之亦然。而不是函数集 $\exp (i \mathbf{p} \cdot \mathbf{x} / \hbar) \sim\langle\mathbf{r} \mid \mathbf{p}\rangle$ 构成傅里叶展开的完整基础，其 中一个使用球谐函数 $\langle\Omega \mid l m\rangle \sim Y_{l m}(\Omega)$ 作为角空间扩展到角动量空间的完整基础，反之亦然，如下所示。
角动量的两个标签对应于由发电机的函数构造的通勤算子 $\mathbf{J}$. 我们已经看到标量的旋转不变性保证了 $\left[\mathbf{J}, \mathbf{J}^2\right]=0$. 因此可以选择两个最简单的通勤算子作为 $\left(\mathbf{J}^2, J_3\right)$ ，它们的特征值可以将状态标记为 $|\lambda, m\rangle$
$$
J_3|\lambda, m\rangle=\hbar m|\lambda, m\rangle, \quad \mathbf{J}^2|\lambda, m\rangle=\hbar^2 \lambda^2|\lambda, m\rangle
$$
自从 $\mathbf{J}^2$ 是正算子，其特征值必须为正 $\lambda^2 \geq 0$. 此外，两者 $\lambda^2$ 和 $m$ 必须是实数，因为它们是 Hermitian 算子的特征值。所有生成器的动作 $\mathbf{J}$ 在这些状态上将提供李代 数的所有可能表示 $6.49$.
我们现在需要找出如何 $J_1$ 和 $J_2$ 对状态向量进行操作 $|\lambda, m\rangle$. 为此定义 $J_{\pm}=J_1 \pm i J_2$ ，这被称为升高/佭低运算符。重命名也是愢例 $J_3=J_0$. 他们的换向规则如下 $(6.49)$
$$
\left[J_0, J_{\pm}\right]=\pm \hbar J_{\pm}, \quad\left[J_{+}, J_{-}\right]=2 \hbar J_0 .
$$
物理代写|量子力学代写QUANTUM MECHANICS代 考|SPHERICAL HARMONICS
我们将轨道角动量定义为 $\mathbf{L}=\mathbf{r} \times \mathbf{p}=\mathbf{J}$. 我们已经知道可能的特征值在列表中 $6.66$, 但我们必须
仍然找出其中的哪一个 $j$ 特征值出现在 J具有特定形式的轨道角动量。为了将这种情况与上一节中讨论的一般问题区分开来，我们将用特征值标记状态l, $m$ ，并搜索 允许的值 $l$. 我们在章节中看到 $6.3$ 运营商L作为微分算子作用于角空间
$$
\langle\Omega| \mathbf{L}=-i \hbar\left(-\Theta \frac{1}{\sin \theta} \frac{\partial}{\partial \phi}+\boldsymbol{\Phi} \frac{\partial}{\partial \theta}\right)\langle\Omega|
$$
可以直接验证角动量的微分算子表示满足代数 $\left[L_I, L_J\right]=i \hbar \varepsilon_{I J K} L_K$. 我们从这个表格中提取应用公式 $L_0 \equiv L_3$ 和 $L_{\pm} \equiv L_1 \pm i L_2$ 在角空间
$$
\langle\Omega| L_0=-i \hbar \frac{\partial}{\partial \phi}\langle\Omega|\langle\Omega| L_{\pm}=\hbar e^{\pm i \phi}\left(\pm \frac{\partial}{\partial \theta}+i \cot \theta \frac{\partial}{\partial \phi}\right)\langle\Omega|
$$
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微观经济学代写
微观经济学是主流经济学的一个分支，研究个人和企业在做出有关稀缺资源分配的决策时的行为以及这些个人和企业之间的相互作用。my-assignmentexpert™ 为您的留学生涯保驾护航 在数学Mathematics作业代写方面已经树立了自己的口碑, 保证靠谱, 高质且原创的数学Mathematics代写服务。我们的专家在图论代写Graph Theory代写方面经验极为丰富，各种图论代写Graph Theory相关的作业也就用不着 说。
线性代数代写
线性代数是数学的一个分支，涉及线性方程，如：线性图，如：以及它们在向量空间和通过矩阵的表示。线性代数是几乎所有数学领域的核心。
博弈论代写
现代博弈论始于约翰-冯-诺伊曼（John von Neumann）提出的两人零和博弈中的混合策略均衡的观点及其证明。冯-诺依曼的原始证明使用了关于连续映射到紧凑凸集的布劳威尔定点定理，这成为博弈论和数学经济学的标准方法。在他的论文之后，1944年，他与奥斯卡-莫根斯特恩（Oskar Morgenstern）共同撰写了《游戏和经济行为理论》一书，该书考虑了几个参与者的合作游戏。这本书的第二版提供了预期效用的公理理论，使数理统计学家和经济学家能够处理不确定性下的决策。
微积分代写
微积分，最初被称为无穷小微积分或 “无穷小的微积分”，是对连续变化的数学研究，就像几何学是对形状的研究，而代数是对算术运算的概括研究一样。
它有两个主要分支，微分和积分；微分涉及瞬时变化率和曲线的斜率，而积分涉及数量的累积，以及曲线下或曲线之间的面积。这两个分支通过微积分的基本定理相互联系，它们利用了无限序列和无限级数收敛到一个明确定义的极限的基本概念 。
计量经济学代写
什么是计量经济学？
计量经济学是统计学和数学模型的定量应用，使用数据来发展理论或测试经济学中的现有假设，并根据历史数据预测未来趋势。它对现实世界的数据进行统计试验，然后将结果与被测试的理论进行比较和对比。
根据你是对测试现有理论感兴趣，还是对利用现有数据在这些观察的基础上提出新的假设感兴趣，计量经济学可以细分为两大类：理论和应用。那些经常从事这种实践的人通常被称为计量经济学家。
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。
