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|2-level problem revisited
In order to appreciate the general exact formulas of this section it is useful to apply them to the exactly solvable 2-level problem of the previous section, and rederive the same exact results using the general formalism given above. So, if we take $E_1^0+k_1=x+y, E_2^0+k_2=x-y$, with
$$
\left|E_1^0\right\rangle=\left(\begin{array}{l}
1 \
0
\end{array}\right), \quad\left|E_2^0\right\rangle=\left(\begin{array}{l}
0 \
1
\end{array}\right)
$$
we have the setup
$$
H_0=\left(\begin{array}{cc}
x+y & 0 \
0 & x-y
\end{array}\right), \quad H^{\prime}=\left(\begin{array}{cc}
0 & y \tan \theta e^{i \phi} \
y \tan \theta e^{-i \phi} & 0
\end{array}\right) .
$$
The projection operators are
$$
Q_1=\left(\begin{array}{ll}
0 & 0 \
0 & 1
\end{array}\right), \quad Q_2=\left(\begin{array}{ll}
1 & 0 \
0 & 0
\end{array}\right)
$$
We then find
$$
\left(H_0-E_1^0\right)^{-1} Q_1=\left(\begin{array}{cc}
0 & 0 \
0 & \frac{1}{-2 y}
\end{array}\right), \quad\left(H_0-E_2^0\right)^{-1} Q_2=\left(\begin{array}{cc}
\frac{1}{2 y} & 0 \
0 & 0
\end{array}\right),
$$
and
$$
\begin{aligned}
& {\left[1-\left(H_0-E_1^0\right)^{-1} Q_1\left(\Delta_1-H^{\prime}\right)\right]^{-1}} \
& =\left[1-\left(\begin{array}{cc}
0 & 0 \
0 & \frac{1}{-2 y}
\end{array}\right)\left(\begin{array}{cc}
\Delta_1 & y \tan \theta e^{i \phi} \
y \tan \theta e^{-i \phi} & \Delta_1
\end{array}\right)\right]^{-1} \
& =\left(\begin{array}{cc}
1 & 0 \
-\frac{1}{2} \tan \theta e^{-i \phi} & 1+\frac{1}{2 y} \Delta_1
\end{array}\right)^{-1}=\left(\begin{array}{cc}
1 & 0 \
\frac{y \tan \theta}{2 y+\Delta_1} e^{-i \phi} & \frac{2 y}{2 y+\Delta_1}
\end{array}\right) . \
&
\end{aligned}
$$
Therefore, the eigenstate follows from (12.31)
$$
\left|E_1\right\rangle=Z_1^{-1 / 2}\left(\begin{array}{cc}
1 & 0 \
\frac{y \tan \theta}{2 y+\Delta_1} e^{-i \phi} & 2 \frac{y}{2 y+\Delta_1}
\end{array}\right)\left(\begin{array}{l}
1 \
0
\end{array}\right)=Z_1^{-1 / 2}\left(\begin{array}{c}
1 \
\frac{y \tan \theta e^{-i \phi}}{2 y+\Delta_1}
\end{array}\right)
$$
The normalization follows from $\left\langle E_1 \mid E_1\right\rangle=1$,
$$
Z_1=1+\left(\frac{y \tan \theta}{2 y+\Delta_1}\right)^2
$$
and the equation for the energy difference $\Delta_1$ from (12.28)
$$
\begin{aligned}
\Delta_1 & =Z_1^{1 / 2}\left\langle E_1^0\left|H^{\prime}\right| E_1\right\rangle \
& =\left(\begin{array}{cc}
1 & 0
\end{array}\right)\left(\begin{array}{cc}
0 & y \tan \theta e^{i \phi} \
y \tan \theta e^{-i \phi} & 0
\end{array}\right)\left(\begin{array}{c}
1 \
\frac{y \tan \theta e^{-i \phi}}{2 y+\Delta_1}
\end{array}\right) \
& =\frac{y^2 \tan ^2 \theta}{\Delta_1+2 y} .
\end{aligned}
$$
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Perturbative expansion (non-degenerate)
If $H^{\prime}$ is small compared to $H_0$ we can approximate the exact solution by using an expansion in powers of $H^{\prime}$. In order to do this systematically we multiply $H^{\prime}$ with the parameter $\lambda$, and expand in powers of $\lambda$. For this purpose it is useful to work with the unnormalized state $\overline{\left|E_n\right\rangle} \equiv Z_n^{1 / 2}\left|E_n\right\rangle$ and write the exact results of the previous section as follows
$$
\begin{aligned}
\overline{\left|E_n, \lambda\right\rangle} & =\left[1-\left(H_0-E_n^0\right)^{-1} Q_n\left{\Delta_n(\lambda)-\lambda H^{\prime}\right}\right]^{-1}\left|E_n^0\right\rangle \
\Delta_n(\lambda) & =\left\langle E_n^0\left|\lambda H^{\prime}\left[1-\left(H_0-E_n^0\right)^{-1} Q_n\left{\Delta_n(\lambda)-\lambda H^{\prime}\right}\right]^{-1}\right| E_n^0\right\rangle \
Z_n(\lambda) & =\overline{\left\langle E_n, \lambda|| E_n, \lambda\right\rangle} \
\left|E_n, \lambda\right\rangle & =\overline{\left|E_n, \lambda\right\rangle} Z_n^{-1 / 2}(\lambda) .
\end{aligned}
$$
The systematic expansion in $\lambda$ is
$$
\begin{aligned}
\overline{\left|E_n, \lambda\right\rangle} & =\left|E_n^0\right\rangle+\lambda\left|E_n\right\rangle^{(1)}+\lambda^2\left|E_n\right\rangle^{(2)}+\lambda^3\left|E_n\right\rangle^{(3)}+\cdots \
\Delta_n(\lambda) & =0+\lambda \Delta_n^{(1)}+\lambda^2 \Delta_n^{(2)}+\lambda^3 \Delta_n^{(3)}+\lambda^4 \Delta_n^{(4)}+\cdots \
Z_n(\lambda) & =1+\lambda Z_n^{(1)}+\lambda^2 Z_n^{(2)}+\lambda^3 Z_n^{(3)}+\lambda^4 Z_n^{(4)}+\cdots
\end{aligned}
$$
This is plugged into the equations above and powers of $\lambda^n$ are compared on both sides. It is useful to do the expansion in two steps. In the first step one expands the inverse $[1-\cdots]^{-1}$ formally as a power series
$$
\begin{aligned}
& {\left[1-\left(H_0-E_n^0\right)^{-1} Q_n\left{\Delta_n(\lambda)-\lambda H^{\prime}\right}\right]^{-1}=1+\left(H_0-E_n^0\right)^{-1} Q_n\left{\Delta_n(\lambda)-\lambda H^{\prime}\right}} \
& +\left(H_0-E_n^0\right)^{-1} Q_n\left{\Delta_n(\lambda)-\lambda H^{\prime}\right}\left(H_0-E_n^0\right)^{-1} Q_n\left{\Delta_n(\lambda)-\lambda H^{\prime}\right}+\cdots
\end{aligned}
$$
The terms that involve the $\Delta_n(\lambda)$ in bold can be dropped since the whole expression is applied on $\left|E_n^0\right\rangle$ and we obtain $\Delta_n(\lambda) Q_n\left|E_n^0\right\rangle=0$ for each such term of the expansion. In the second step substitute $\Delta_n(\lambda)=0+\lambda \Delta_n^{(1)}+\lambda^2 \Delta_n^{(2)}+\cdots$ for the remaining $\Delta_n(\lambda)$ ‘s and re-expand in powers of $\lambda$. By collecting powers of $\lambda$ consistently the various terms in the expansion are obtained (the details are srtaightforward and left as an exercise for the student). Next use the projector $Q_n$ in the form $Q_n=\sum_{k \neq n}\left|E_k^0\right\rangle\left\langle E_k^0\right|$ as given in (12.29) and evaluate the operator $H_0$ on its own eigenstates wherever it occurs. At the end of this procedure one sets $\lambda=1$.
The results are as follows. The un-normalized state $\overline{\left|E_n\right\rangle}$ up to second power in $H^{\prime}$ is
$$
\begin{aligned}
\overline{\left|E_n\right\rangle} & =\left|E_n^0\right\rangle+\sum_{k \neq n}\left|E_k^0\right\rangle \frac{H_{k n}^{\prime}}{E_n^0-E_k^0}-\sum_{k \neq n}\left|E_k^0\right\rangle \frac{H_{k n}^{\prime} H_{n n}^{\prime}}{\left(E_n^0-E_k^0\right)^2} \
& +\sum_{k \neq n, l \neq n}\left|E_k^0\right\rangle \frac{H_{k l}^{\prime} H_{l n}^{\prime}}{\left(E_n^0-E_k^0\right)\left(E_n^0-E_l^0\right)}+\cdots
\end{aligned}
$$
量子力学代写
物理代写|量子力学代写QUANTUM MECHANICS代考|2-LEVEL PROBLEM REVISITED
为了理解本节的一般精确公式，将它们应用于上一节的可精确求解的 2 级问题，并使用上面给出的一般形式重新推导出相同的精确结果是很有用的。所以，如果我们采 取 $E_1^0+k_1=x+y, E_2^0+k_2=x-y$ ，和
$$
\left|E_1^0\right\rangle=(10), \quad\left|E_2^0\right\rangle=(01)
$$
我们有设置
投影算子是
$$
Q_1=\left(\begin{array}{llll}
0 & 0 & 0 & 1
\end{array}\right), \quad Q_2=\left(\begin{array}{llll}
1 & 0 & 0 & 0
\end{array}\right)
$$
然后我们找到
$$
\left(H_0-E_1^0\right)^{-1} Q_1=\left(\begin{array}{llll}
0 & 0 & 0 & \frac{1}{-2 y}
\end{array}\right), \quad\left(H_0-E_2^0\right)^{-1} Q_2=\left(\begin{array}{llll}
\frac{1}{2 y} & 0 & 0 & 0
\end{array}\right),
$$
和
因此，本征态罚循 12.31
规范化遵循 $\left\langle E_1 \mid E_1\right\rangle=1$,
$$
Z_1=1+\left(\frac{y \tan \theta}{2 y+\Delta_1}\right)^2
$$
和能量差的方程 $\Delta_1 从 12.28$
$$
\Delta_1=Z_1^{1 / 2}\left\langle E_1^0\left|H^{\prime}\right| E_1\right\rangle \quad=\left(\begin{array}{ll}
1 & 0
\end{array}\right)\left(\begin{array}{ll}
0 & y \tan \theta e^{i \phi} y \tan \theta e^{-i \phi} \quad 0
\end{array}\right)\left(1 \frac{y \tan \theta e^{-i \phi}}{2 y+\Delta_1}\right)=\frac{y^2 \tan ^2 \theta}{\Delta_1+2 y} .
$$
物理代写|量子力学代写QUANTUM MECHANICS代考|PERTURBATIVE EXPANSION non-degenerate
如果 $H^{\prime}$ 比较小 $H_0$ 我们可以通过使用的莫展开来近似精确解 $H^{\prime}$. 为了系统地做到这一点，我们乘以 $H^{\prime}$ 与参数 $\lambda$, 并扩大权力 $\lambda$. 为此，使用非规范化状态很有用 $\overline{\left|E_n\right\rangle} \equiv Z_n^{1 / 2}\left|E_n\right\rangle$ 并将上一节的确切结果写成如下
的手统扩展 $\lambda$ 是
$$
\overline{\left|E_n, \lambda\right\rangle}=\left|E_n^0\right\rangle+\lambda\left|E_n\right\rangle^{(1)}+\lambda^2\left|E_n\right\rangle^{(2)}+\lambda^3\left|E_n\right\rangle^{(3)}+\cdots \Delta_n(\lambda) \quad=0+\lambda \Delta_n^{(1)}+\lambda^2 \Delta_n^{(2)}+\lambda^3 \Delta_n^{(3)}+\lambda^4 \Delta_n^{(4)}+\cdots Z_n(\lambda)=1+\lambda Z_n^{(1)}+\lambda^2 Z_n^{(2)}+\lambda^3 Z
$$
这被揷入到上面的等式和权力 $\lambda^n$ 两边比较。分两步进行扩展很有用。在第一步中展开逆 $[1-\cdots]^{-1}$ 正式作为皁级数
涉及的条款 $\Delta_n(\lambda)$ 可以删除粗体，因为整个表达式都应用于 $\left|E_n^0\right\rangle$ 我们得到 $\Delta_n(\lambda) Q_n\left|E_n^0\right\rangle=0$ 对于毎个这样的扩展项。在第二步替换
$\Delta_n(\lambda)=0+\lambda \Delta_n^{(1)}+\lambda^2 \Delta_n^{(2)}+\cdots$ 对于剩下的 $\Delta_n(\lambda)$ 的并重新扩大权力 $\lambda$. 通过收集权力 $\lambda$ 始终获得展开式中的各项
thedetailsaresrtaightforwardandleftasanexerciseforthestudent. 接下来使用投影仪 $Q_n$ 在形式 $Q_n=\sum_{k \neq n}\left|E_k^0\right\rangle\left\langle E_k^0\right|$ 如中给出 12.29 并评估运荣商 $H_0$ 无 论它出现在它自己的本征态。在此过程结束时，一组 $\lambda=1$.
结果如下。非标准化状态 $\overline{\left.E_n\right\rangle}$ 高达第二个电源 $H^{\prime}$ 是
$$
\overline{\left|E_n\right\rangle}=\left|E_n^0\right\rangle+\sum_{k \neq n}\left|E_k^0\right\rangle \frac{H_{k n}^{\prime}}{E_n^0-E_k^0}-\sum_{k \neq n}\left|E_k^0\right\rangle \frac{H_{k n}^{\prime} H_{n n}^{\prime}}{\left(E_n^0-E_k^0\right)^2}+\sum_{k \neq n, l \neq n}\left|E_k^0\right\rangle \frac{H_{k l}^{\prime} H_{l n}^{\prime}}{\left(E_n^0-E_k^0\right)\left(E_n^0-E_l^0\right)}+\cdots
$$
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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。
