如果你也在 怎样代写量子场论Quantum field theory 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。量子场论Quantum field theory提供了一套极其强大的计算方法，但尚未发现任何基本限制。它导致了科学史上理论预测和实验数据之间最奇妙的一致。
量子场论Quantum field theory对我们的宇宙的本质，以及其他可能的自洽宇宙的本质，提供了深刻而深刻的见解。另一方面，这个主题是一团糟。它的基础是脆弱的，它可能是荒谬的复杂，而且很可能是不完整的。通常有很多方法可以解决同样的问题，有时没有一个是特别令人满意的。这给这个主题的介绍的设计和呈现留下了巨大的挑战。
my-assignmentexpert™量子场论Quantum field theory代写，免费提交作业要求， 满意后付款，成绩80\%以下全额退款，安全省心无顾虑。专业硕 博写手团队，所有订单可靠准时，保证 100% 原创。my-assignmentexpert™， 最高质量的量子场论Quantum field theory作业代写，服务覆盖北美、欧洲、澳洲等 国家。 在代写价格方面，考虑到同学们的经济条件，在保障代写质量的前提下，我们为客户提供最合理的价格。 由于作业种类很多，同时其中的大部分作业在字数上都没有具体要求，因此量子场论Quantum field theory作业代写的价格不固定。通常在经济学专家查看完作业要求之后会给出报价。作业难度和截止日期对价格也有很大的影响。
想知道您作业确定的价格吗? 免费下单以相关学科的专家能了解具体的要求之后在1-3个小时就提出价格。专家的 报价比上列的价格能便宜好几倍。
物理代考|量子场论代考Quantum field theory代考|Quantization and the Ward identity
To quantize fields with multiple degrees of freedom, we simply need creation and annihilation operators for each degree separately. For example, if we have two spin-0 fields, we can write
$$
\begin{aligned}
& \phi_1(x)=\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left(a_{p, 1} e^{-i p x}+a_{p, 1}^{\dagger} e^{i p x}\right), \
& \phi_2(x)=\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left(a_{p, 2} e^{-i p x}+a_{p, 2}^{\dagger} e^{i p x}\right) .
\end{aligned}
$$
Then the complex field $\phi=\phi_1+i \phi_2$ can be written in the suggestive form as a real doublet:
$$
\begin{aligned}
\vec{\phi}(x)=\left(\begin{array}{l}
\phi_1 \
\phi_2
\end{array}\right) & =\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left[\left(\begin{array}{c}
a_{p, 1} \
a_{p, 2}
\end{array}\right) e^{-i p x}+\left(\begin{array}{c}
a_{p, 1}^{\dagger} \
a_{p, 2}^{\dagger}
\end{array}\right) e^{i p x}\right] \
& =\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}} \sum_{j=1}^2\left(\vec{\epsilon}j a{p, j} e^{-i p x}+\vec{\epsilon}j a{p, j}^{\dagger} e^{i p x}\right),
\end{aligned}
$$
with $\vec{\epsilon}_1=\left(\begin{array}{l}1 \ 0\end{array}\right)$ and $\vec{\epsilon}_2=\left(\begin{array}{l}0 \ 1\end{array}\right)$. In this notation you can think of $\vec{\epsilon}_j$ as the polarization vectors of the complex scalar field. To quantize spin-1 fields, we will just allow for the polarizations to be in a basis that has four components instead of two and can depend on momentum $\vec{\epsilon}_j \rightarrow \epsilon_j^\mu(p)$.
物理代考|量子场论代考Quantum field theory代考|Massive spin 1
The quantum field operator for massive spin 1 is
$$
A_\mu(x)=\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}} \sum_{j=1}^3\left(\epsilon_\mu^j(p) a_{p, j} e^{-i p x}+\epsilon_\mu^{j \star}(p) a_{p, j}^{\dagger} e^{i p x}\right) .
$$
There are separate creation and annihilation operators for each of the polarizations, and we sum over them. $\epsilon_\mu^j(p)$ represents a canonical set of basis vectors.
The creation and annihilation operators have polarization indices. To specify our asymptotic states we will now need to give both the momentum and the polarization. So
$$
a_{p, j}^{\dagger}|0\rangle=\frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left|p, \epsilon^j\right\rangle
$$
up to normalization. Thus
$$
\left\langle 0\left|A_\mu(x)\right| p, \epsilon^j\right\rangle=\epsilon_\mu^j e^{-i p x},
$$
so our field creates a particle at position $x$ whose polarization can be projected out with the appropriate contraction.
Recall that the basis has to depend on $p^\mu$ because there are no finite-dimensional unitary representations of the Lorentz group. To see it again, let us suppose instead that we tried to pick constants for our basis vectors. Say, $\epsilon_\mu^1=(0,1,0,0), \epsilon_\mu^2=(0,0,1,0)$ and $\epsilon_\mu^3=$ $(0,0,0,1)$. The immediate problem is that this basis is not complete, because under Lorentz transformations
$$
\epsilon_\mu^i \rightarrow \Lambda_{\mu \nu} \epsilon_\nu^i,
$$
so that for boosts these will mix with the timelike polarization $(1,0,0,0)$.
We saw from solving the classical equations of motion that we can choose a momentumdependent basis $\epsilon_\mu^1(p), \epsilon_\mu^2(p)$ and $\epsilon_\mu^3(p)$. For example, for the massive case, for $p_\mu$ pointing in the $z$ direction,
$$
p^\mu=\left(E, 0,0, p_z\right)
$$
we can use the basis
$$
\epsilon_1^\mu(p)=(0,1,0,0), \quad \epsilon_1^\mu(p)=(0,0,1,0), \quad \epsilon_L^\mu(p)=\left(\frac{p_z}{m}, 0,0, \frac{E}{m}\right),
$$
which all satisfy $\epsilon_\mu^i \epsilon_\mu^{i \star}=-1$ and $\epsilon_\mu^i p_\mu=0$.
量子场论代考
物理代考|量子场论代考Quantum field theory代考|Quantization and the Ward identity
为了量子化具有多个自由度的场，我们只需要分别为每个自由度的产生和湮灭算子。例如，如果我们有两个自旋为0的场，我们可以写
$$
\begin{aligned}
& \phi_1(x)=\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left(a_{p, 1} e^{-i p x}+a_{p, 1}^{\dagger} e^{i p x}\right), \
& \phi_2(x)=\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left(a_{p, 2} e^{-i p x}+a_{p, 2}^{\dagger} e^{i p x}\right) .
\end{aligned}
$$
那么，复域$\phi=\phi_1+i \phi_2$可以用暗示的形式写成实重态:
$$
\begin{aligned}
\vec{\phi}(x)=\left(\begin{array}{l}
\phi_1 \
\phi_2
\end{array}\right) & =\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left[\left(\begin{array}{c}
a_{p, 1} \
a_{p, 2}
\end{array}\right) e^{-i p x}+\left(\begin{array}{c}
a_{p, 1}^{\dagger} \
a_{p, 2}^{\dagger}
\end{array}\right) e^{i p x}\right] \
& =\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}} \sum_{j=1}^2\left(\vec{\epsilon}j a{p, j} e^{-i p x}+\vec{\epsilon}j a{p, j}^{\dagger} e^{i p x}\right),
\end{aligned}
$$
有$\vec{\epsilon}_1=\left(\begin{array}{l}1 \ 0\end{array}\right)$和$\vec{\epsilon}_2=\left(\begin{array}{l}0 \ 1\end{array}\right)$。在这个符号中，你可以把$\vec{\epsilon}_j$看作复标量场的偏振向量。为了量子化自旋为1的场，我们将允许偏振在一个有四个分量而不是两个分量的基中，并且可以依赖动量$\vec{\epsilon}_j \rightarrow \epsilon_j^\mu(p)$。
物理代考|量子场论代考Quantum field theory代考|Massive spin 1
大质量自旋1的量子场算符是
$$
A_\mu(x)=\int \frac{d^3 p}{(2 \pi)^3} \frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}} \sum_{j=1}^3\left(\epsilon_\mu^j(p) a_{p, j} e^{-i p x}+\epsilon_\mu^{j \star}(p) a_{p, j}^{\dagger} e^{i p x}\right) .
$$
每个偏振都有单独的产生和湮灭算符，我们对它们求和。$\epsilon_\mu^j(p)$表示基向量的规范集。
产生和湮灭算符具有偏振指数。为了明确我们的渐近状态，我们现在需要给出动量和极化。所以
$$
a_{p, j}^{\dagger}|0\rangle=\frac{1}{\sqrt{2 \omega_p}}\left|p, \epsilon^j\right\rangle
$$
直到归一化。因此
$$
\left\langle 0\left|A_\mu(x)\right| p, \epsilon^j\right\rangle=\epsilon_\mu^j e^{-i p x},
$$
所以我们的场在$x$位置产生了一个粒子，它的偏振可以通过适当的收缩投射出来。
回想一下，基必须依赖于$p^\mu$因为没有洛伦兹群的有限维幺正表示。为了再看一遍，让我们假设我们试着为基向量选择常数。比如$\epsilon_\mu^1=(0,1,0,0), \epsilon_\mu^2=(0,0,1,0)$和$\epsilon_\mu^3=$$(0,0,0,1)$。直接的问题是这个基是不完备的，因为在洛伦兹变换下
$$
\epsilon_\mu^i \rightarrow \Lambda_{\mu \nu} \epsilon_\nu^i,
$$
因此，对于推进，这些将与类时极化混合$(1,0,0,0)$。
我们从解经典运动方程中看到我们可以选择一个依赖动量的基$\epsilon_\mu^1(p), \epsilon_\mu^2(p)$和$\epsilon_\mu^3(p)$。例如，对于巨大的例子，对于$p_\mu$指向$z$的方向，
$$
p^\mu=\left(E, 0,0, p_z\right)
$$
我们可以用基
$$
\epsilon_1^\mu(p)=(0,1,0,0), \quad \epsilon_1^\mu(p)=(0,0,1,0), \quad \epsilon_L^\mu(p)=\left(\frac{p_z}{m}, 0,0, \frac{E}{m}\right),
$$
它们都满足$\epsilon_\mu^i \epsilon_\mu^{i \star}=-1$和$\epsilon_\mu^i p_\mu=0$。
物理代考|量子场论代考Quantum field theory代考 请认准UprivateTA™. UprivateTA™为您的留学生涯保驾护航。
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。
