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|Axiomatic Approach to Quantum Evolutions
We now discuss a powerful approach to understanding quantum physical evolutions called the axiomatic approach. Here we make three physically reasonable assumptions that any quantum evolution should satisfy and then prove that these axioms imply mathematical constraints on the form of any quantum physical evolution.
All of the constraints we impose are motivated by the reasonable requirement for the output of the evolution to be a quantum state (density operator) if the input to the evolution is a quantum state (density operator). An important assumption to clarify at the outset is that we are viewing a quantum physical evolution as a “black box,” meaning that Alice can prepare any state that she wishes before the evolution begins, including pure states or mixed states. Critically, we even allow her to input one share of an entangled state. This is a standard assumption in quantum information theory, but one could certainly question whether this assumption is reasonable. If we do accept this criterion as physically reasonable, then the Choi-Kraus representation theorem for quantum evolutions follows as a consequence.
NOTATION 4.4.1 (Density Operators and Linear Operators) Let $\mathcal{D}(\mathcal{H})$ denote the space of density operators acting on a Hilbert space $\mathcal{H}$, let $\mathcal{L}(\mathcal{H})$ denote the space of square linear operators acting on $\mathcal{H}$, and let $\mathcal{L}\left(\mathcal{H}_A, \mathcal{H}_B\right)$ denote the space of linear operators taking a Hilbert space $\mathcal{H}_A$ to a Hilbert space $\mathcal{H}_B$.
Throughout this development, we let $\mathcal{N}$ denote a map which takes density operators in $\mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$ to those in $\mathcal{D}\left(\mathcal{H}_B\right)$. In general, the respective input and output Hilbert spaces $\mathcal{H}_A$ and $\mathcal{H}_B$ need not be the same. Implicitly, we have already stated a first physically reasonable requirement that we impose on $\mathcal{N}$, namely, that $\mathcal{N}\left(\rho_A\right) \in \mathcal{D}\left(\mathcal{H}_B\right)$ if $\rho_A \in \mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$. Extending this requirement, we demand that $\mathcal{N}$ should be convex linear when acting on $\mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$ :
$$
\mathcal{N}\left(\lambda \rho_A+(1-\lambda) \sigma_A\right)=\lambda \mathcal{N}\left(\rho_A\right)+(1-\lambda) \mathcal{N}\left(\sigma_A\right)
$$
where $\rho_A, \sigma_A \in \mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$ and $\lambda \in[0,1]$.
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Unique Specification of a Quantum Channel
We emphasize again that any linear map $\mathcal{N}: \mathcal{L}\left(\mathcal{H}A\right) \rightarrow \mathcal{L}\left(\mathcal{H}_B\right)$ is specified completely by its action $\mathcal{N}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)\right.$ on an operator of the form $|i\rangle\left\langle\left. j\right|_A\right.$ where $\left{|i\rangle_A\right}$ is some orthonormal basis. Thus, two linear maps $\mathcal{N}{A \rightarrow B}$ and $\mathcal{M}{A \rightarrow B}$ are equal if they have the same effect on all operators of the form $|i\rangle\langle j|$ : $$ \mathcal{N}{A \rightarrow B}=\mathcal{M}{A \rightarrow B} \quad \Leftrightarrow \quad \forall i, j \quad \mathcal{N}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)=\mathcal{M}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)\right.\right. $$ As a consequence, there is an interesting way to test whether two quantum channels are equal to each other. Let us now consider a maximally entangled qudit state $|\Phi\rangle{R A}$ where
$$
|\Phi\rangle_{R A}=\frac{1}{\sqrt{d}} \sum_{i=0}^{d-1}|i\rangle_R|i\rangle_A,
$$
and $d$ is the dimension of each system $R$ and $A$. The density operator $\Phi_{R A}$ corresponding to $|\Phi\rangle_{R A}$ is as follows:
$$
\Phi_{R A}=\frac{1}{d} \sum_{i, j=0}^{d-1}|i\rangle\left\langle\left. j\right|R \otimes \mid i\right\rangle\left\langle\left. j\right|_A\right. $$ Let us now send the $A$ system of $\Phi{R A}$ through a quantum channel $\mathcal{N}$ :
$$
\left(\mathrm{id}R \otimes \mathcal{N}{A \rightarrow B}\right)\left(\Phi_{R A}\right)=\frac{1}{d} \sum_{i, j=0}^{d-1}|i\rangle\left\langlej | _ { R } \otimes \mathcal { N } _ { A \rightarrow B } \left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right) .\right.\right. $$ The resulting state completely characterizes the quantum channel $\mathcal{N}$ because the following map translates between the state in (4.226) and the operators $\mathcal{N}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)\right.$ in $(4.223)$ : $$ d\left\langle\left. i\right|_R\left(\operatorname{id}_R \otimes \mathcal{N}{A \rightarrow B}\right)\left(\Phi_{R A}\right) \mid j\right\rangle_R=\mathcal{N}_{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|_A\right)\right.
$$
量子力学代写
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Axiomatic Approach to Quantum Evolutions
我们现在讨论一种理解量子物理进化的强大方法，称为公理方法。在这里，我们提出了三个物理上合理的假设，任何量子进化都应该满足这些假设，然后证明这些公理暗示了任何量子物理进化形式的数学约束。
如果演化的输入是量子态(密度算符)，那么我们施加的所有约束都是由演化的输出是量子态(密度算符)的合理要求所驱动的。一开始就需要澄清的一个重要假设是，我们将量子物理进化视为一个“黑盒子”，这意味着爱丽丝可以在进化开始之前准备任何她想要的状态，包括纯状态或混合状态。关键的是，我们甚至允许她输入一部分纠缠态。这是量子信息理论中的一个标准假设，但人们当然可以质疑这个假设是否合理。如果我们确实接受这一标准为物理上合理的，那么量子进化的崔-克劳斯表示定理就会随之而来。
符号4.4.1(密度算子和线性算子)设$\mathcal{D}(\mathcal{H})$表示作用于希尔伯特空间$\mathcal{H}$的密度算子的空间，设$\mathcal{L}(\mathcal{H})$表示作用于$\mathcal{H}$的平方线性算子的空间，设$\mathcal{L}\left(\mathcal{H}_A, \mathcal{H}_B\right)$表示从希尔伯特空间$\mathcal{H}_A$到希尔伯特空间$\mathcal{H}_B$的线性算子的空间。
在整个开发过程中，我们让$\mathcal{N}$表示一个映射，该映射将$\mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$中的密度操作符与$\mathcal{D}\left(\mathcal{H}_B\right)$中的密度操作符相对应。一般来说，各自的输入和输出希尔伯特空间$\mathcal{H}_A$和$\mathcal{H}_B$不需要相同。隐式地，我们已经陈述了我们强加给$\mathcal{N}$的第一个物理上合理的要求，即$\mathcal{N}\left(\rho_A\right) \in \mathcal{D}\left(\mathcal{H}_B\right)$如果$\rho_A \in \mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$。扩展这个要求，我们要求$\mathcal{N}$在作用于$\mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$时应该是凸线性的:
$$
\mathcal{N}\left(\lambda \rho_A+(1-\lambda) \sigma_A\right)=\lambda \mathcal{N}\left(\rho_A\right)+(1-\lambda) \mathcal{N}\left(\sigma_A\right)
$$
其中$\rho_A, \sigma_A \in \mathcal{D}\left(\mathcal{H}_A\right)$和$\lambda \in[0,1]$。
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Unique Specification of a Quantum Channel
我们再次强调，任何线性映射$\mathcal{N}: \mathcal{L}\left(\mathcal{H}A\right) \rightarrow \mathcal{L}\left(\mathcal{H}B\right)$都完全由它在$|i\rangle\left\langle\left. j\right|_A\right.$形式的算子上的作用$\mathcal{N}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)\right.$来指定，其中$\left{|i\rangle_A\right}$是某个标准正交基。因此，如果两个线性映射$\mathcal{N}{A \rightarrow B}$和$\mathcal{M}{A \rightarrow B}$对形式为$|i\rangle\langle j|$: $$ \mathcal{N}{A \rightarrow B}=\mathcal{M}{A \rightarrow B} \quad \Leftrightarrow \quad \forall i, j \quad \mathcal{N}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)=\mathcal{M}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)\right.\right. $$的所有操作符具有相同的影响，则它们是相等的。因此，有一种有趣的方法可以测试两个量子通道是否彼此相等。现在让我们考虑一个最大纠缠qudit状态$|\Phi\rangle{R A}$，其中 $$ |\Phi\rangle{R A}=\frac{1}{\sqrt{d}} \sum_{i=0}^{d-1}|i\rangle_R|i\rangle_A,
$$
$d$是每个系统的维数$R$和$A$。$|\Phi\rangle_{R A}$对应的密度算子$\Phi_{R A}$如下:
$$
\Phi_{R A}=\frac{1}{d} \sum_{i, j=0}^{d-1}|i\rangle\left\langle\left. j\right|R \otimes \mid i\right\rangle\left\langle\left. j\right|A\right. $$现在让我们通过量子通道$\mathcal{N}$发送$\Phi{R A}$的$A$系统: $$ \left(\mathrm{id}R \otimes \mathcal{N}{A \rightarrow B}\right)\left(\Phi{R A}\right)=\frac{1}{d} \sum_{i, j=0}^{d-1}|i\rangle\left\langlej | _ { R } \otimes \mathcal { N } _ { A \rightarrow B } \left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right) .\right.\right. $$所得到的状态完全表征了量子通道$\mathcal{N}$，因为下面的映射在(4.226)中的状态和$(4.223)$中的操作符$\mathcal{N}{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|A\right)\right.$之间转换: $$ d\left\langle\left. i\right|R\left(\operatorname{id}_R \otimes \mathcal{N}{A \rightarrow B}\right)\left(\Phi{R A}\right) \mid j\right\rangle_R=\mathcal{N}_{A \rightarrow B}\left(|i\rangle\left\langle\left. j\right|_A\right)\right.
$$
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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。