如果你也在 怎样代写量子力学Quantum mechanics PHY402LEC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允许计算物理系统的属性和行为。它通常被应用于微观系统：分子、原子和亚原子粒子。它已被证明适用于有数千个原子的复杂分子，但它对人类的应用引起了一些哲学问题，如维格纳的朋友，它对整个宇宙的应用仍是推测性的。量子力学的预测已在实验中得到验证，精确度极高。
量子力学Quantum mechanics是从解释那些无法与经典物理学相协调的观察结果的理论中逐渐产生的，例如马克斯-普朗克在1900年对黑体辐射问题的解决方案，以及爱因斯坦在1905年解释光电效应的论文中提出的能量和频率之间的对应。这些早期理解微观现象的尝试，现在被称为 “旧量子理论”，导致尼尔斯-玻尔、埃尔温-薛定谔、维尔纳-海森堡、马克斯-伯恩、保罗-狄拉克等人在1920年代中期全面发展量子力学。现代理论是用各种专门开发的数学形式来表述的。在其中一个中，一个被称为波函数的数学实体以概率振幅的形式提供了关于对一个粒子的能量、动量和其他物理特性的测量可能产生的信息。
avatest.org™量子力学Quantum mechanics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。avatest.org™， 最高质量的量子力学Quantum mechanics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。 由于统计Statistics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，因此量子力学Quantum mechanics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。
avatest™ 为您的留学生涯保驾护航 在网课代写方面已经树立了自己的口碑, 保证靠谱, 高质且原创的网课代写服务。我们的专家在量子力学Quantum mechanics代写方面经验极为丰富，各种量子力学Quantum mechanics相关的作业也就用不着 说。
我们提供的量子力学Quantum mechanics PHY402LEC及其相关学科的代写，服务范围广, 其中包括但不限于:
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Time-Independent Perturbation Theory: The Degenerate Case
The perturbation method we developed in the previous section fails when the unperturbed energy eigenkets are degenerate. The method of the previous section assumes that there is a unique and well-defined unperturbed ket of energy $E_{n}^{(0)}$ which the perturbed ket approaches as $\lambda \rightarrow 0$. With degeneracy present, however, any linear combination of unperturbed kets has the same unperturbed energy; in such a case it is not a priori obvious to what linear combination of the unperturbed kets the perturbed ket is reduced in the limit $\lambda \rightarrow 0$. Here specifying just the energy eigenvalue is not enough; some other observable is needed to complete the picture. To be more specific, with degeneracy we can take as our base kets simultaneous eigenkets of $H_{0}$ and some other observable $A$, and we can continue labeling the unperturbed energy eigenket by $\left|k^{(0)}\right\rangle$, where $k$ now symbolizes a collective index that stands for both the energy eigenvalue and the $A$ eigenvalue. When the perturbation operator $V$ does not commute with $A$, the zeroth-order eigenkets for $H$ (including the perturbation) are in fact not $A$ eigenkets.
From a more practical point of view, a blind application of formulas like (5.42) and (5.44) obviously runs into difficulty because
$$
\frac{V_{n k}}{E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}}
$$
becomes singular if $V_{n k}$ is nonvanishing and $E_{n}^{(0)}$ and $E_{k}^{(0)}$ are equal. We must modify the method of the previous section to accommodate such a situation.
Whenever there is degeneracy we are free to choose our base set of unperturbed kets. We should, by all means, exploit this freedom. Intuitively we suspect that the catastrophe of vanishing denominators may be avoided by choosing our base kets in such a way that $V$ has no off-diagonal matrix elements [such as $V_{n k}=0$ in (5.74)]. In other words, we should use the linear combinations of the degenerate unperturbed kets that diagonalize $H$ in the subspace spanned by the degenerate unperturbed kets. This is indeed the correct procedure to use.
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Linear Stark Effect
As an example of degenerate perturbation theory, let us study the effect of a uniform electric field on excited states of the hydrogen atom. As is well known, in the Schrödinger theory with a pure Coulomb potential with no spin dependence, the bound-state energy of the hydrogen atom depends only on the principal quantum number $n$. This leads to degeneracy for all but the ground state because the allowed values of $l$ for a given $n$ satisfy
$$
0 \leq l<n .
$$
To be specific, for the $n=2$ level, there is an $l=0$ state called $2 s$ and three $l=1(m=\pm 1,0)$ states called $2 p$, all with the same energy, $-e^{2} / 8 a_{0}$. As we apply a uniform electric field in the $z$-direction, the appropriate perturbation operator is given by
$$
V=-e z|\mathbf{E}|,
$$
which we must now diagonalize. Before we evaluate the matrix elements in detail using the usual $(\mathrm{nlm})$ basis, let us note that the perturbation (5.90) has nonvanishing matrix elements only between states of opposite parity, that is, between $l=1$ and $l=0$ in our case. Furthermore, in order for the matrix element to be nonvanishing, the $m$-values must be the same because $z$ behaves like a spherical tensor of rank one with spherical component (magnetic quantum number) zero. So the only nonvanishing matrix elements are between $2 s$ ( $m=0$ necessarily) and $2 p$ with $m=0$. Thus
Explicitly,
$$
\begin{aligned}
\langle 2 s|V| 2 p, m=0\rangle &=\langle 2 p, m=0|V| 2 s\rangle \
&=3 e a_{0}|\mathbf{E}|
\end{aligned}
$$
量子力学代写
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Time-Independent Perturbation Theory: The Degenerate Case
当末扰动的能量本征退化时，我们在上一节中开发的扰动方法会失效。上一节的方法叚设有一个唯一且定义明确的末扰动的能量 $E_{n}^{(0)}$ 扰动的 ket 接近于 $\lambda \rightarrow 0$. 然而，在存在简并性的情况下，任何末扰动 ket 的线性组合都具有相同的末扰动能量；在这种情 况下，对于末扰动的 ket 的线性组合，扰动的 ket 在极限内减少的线性组合不是先验的 $\lambda \rightarrow 0$. 这里仅指定能量特征值是不够的; 需要其他一些可观察的来完成图片。更具体地说，对于退化，我们可以将同时的 eigenket 作为我们的其础 $H_{0}$ 和其他一些可观察 的 $A$ ，我们可以继续标尤末受扰动的能量特征 $\left|k^{(0)}\right\rangle$ ，在哪里 $k$ 现在象征着代表能量特征值和 $A$ 特征值。当微扰算子 $V$ 不通勤 $A$ ，的 零阶特征 $H$ (包括扰动) 实际上不是 $A$ 特性。
从更实际的角度来看，像 (5.42) 和 (5.44) 这样的公式的盲目应用显然会遇到困难，因为
$$
\frac{V_{n k}}{E_{n}^{(0)}-E_{k}^{(0)}}
$$
如果変成单数 $V_{n k}$ 是不消失的并且 $E_{n}^{(0)}$ 和 $E_{k}^{(0)}$ 是平等的。我们必须修改上一节的方法以适应这种情况。
每当出现退化时，我们都阿以自由选择我们的基本组末受干扰的 ket。我们应该尼一切努力利用这种自由。直觉上，我们怀疑分母 消失的灾难可以通过选择我们的基础 ket 来避免 $V$ 没有非对角矩阵元素 [例如 $V_{n k}=0$ 在 (5.74) ]。换句话说，我们应该使用对 角化的退化无扰 kets 的线侏组合 $H$ 在由退化的末受干扰的 ket 跕越的子空间中。这确实是正确的使用程序。
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics代考|Linear Stark Effect
作为简并微尤理论的一个例子，让我们研究均匀电场对氢原子激发态的影响。众所周知，在没有自旋依赖性的纯库仑势的薛定谔理 论中，氢原子的束缚态能量仅取决于主量子数 $n$. 这导致除基态之外的所有状态的退化，因为允许的值 $l$ 对于给定的 $n$ 满足
$$
0 \leq l<n .
$$
具体来说，对于 $n=2$ 水平，有一个 $l=0$ 状态称为 $2 s$ 和三个 $l=1(m=\pm 1,0)$ 州称为 $2 p$ ，都具有相同的能量， $-e^{2} / 8 a_{0}$. 当 我们在 $z$-方向，适当的扰动算子由下式给出
$$
V=-e z|\mathbf{E}|
$$
我们地在必须对角化。在我们使用通常的方法详细评估矩阵元青之前 $(\mathrm{nlm})$ 在此其础上，让我们注意到扰动 (5.90) 仅在具有相反 奇偶性的状态之间具有非零矩阵元表，即 $l=1$ 和 $l=0$ 在我们的例子中。此外，为了使矩阵元㸹不为零， $m$-values 必须相同，
因为 $z$ 表现得像一个球面分量 (磁量子数) 为零的一阶球面张量。所以唯一不消失的矩阵元絜是 $2 s(m=0$ 必然) 和 $2 p$ 和 $m=0$.
因此
明确地，
$$
\langle 2 s|V| 2 p, m=0\rangle=\langle 2 p, m=0|V| 2 s\rangle \quad=3 e a_{0}|\mathbf{E}|
$$
物理代写|量子力学代写Quantum mechanics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。