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如果你也在 怎样代写电磁学Electromagnetism 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。电磁学Electromagnetism理论有无数的实际应用。电阻、电感、电容、电导、电势、功率、能量、力和转矩等术语都源于场的概念。它的概念在所有电气和电子设备和系统中都是迫在眉睫的，关于这些设备和系统的大部分文献都是丰富的。

电磁学Electromagnetism电机领域也与电磁场理论密切相关，但尚未达到令人满意的程度。造成这种忽视的一个可能的原因是，场论被假定为非常概念性的，一般的概念是，如果没有深刻的洞察力，就不容易理解它。进一步推测，场论导致了复杂的数学表达式，这在读者的头脑中产生了一种排斥效应。事实上，这些神话与其说是真实的，不如说是心理上的。在科学和工程的其他领域中，这种数学表达式的介入是相当普遍的。此外，基于数值技术的易于获得的设计软件为那些想要避免领域概念、数学复杂性和重大不准确性的人提供了借口。

电磁学Electromagnetism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。最高质量的电磁学Electromagnetism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，因此电磁学Electromagnetism作业代写的价格不固定。通常在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。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Idealised Model

A model machine, based on a set of simplifying assumptions, is shown in Figure $7.5 \mathrm{a}$. As the curvature of air-gap surfaces is ignored, no special functions are needed for the field expressions. The stator and rotor cores, in their developed forms, are represented by two infinitely long regions with rectangular cross-sections. The current-carrying three-phase stator winding is simulated by a current sheet, as given in Appendix 6. This current sheet is placed on the smooth stator surface, as indicated in Figure 7.5b. The separation between the stator and rotor cores is the effective air gap of the machine. The stator and rotor cores are enclosed on one side by the developed surface of the shaft and on the remaining three sides by the inner surface of the stator frame, which includes end covers. It is assumed that the stator frame, stator core and the rotor shaft are highly permeable so that the tangential components of magnetic field intensity on these surfaces are negligible.

The stator current sheet varies periodically in the peripheral direction. A sinusoidal variation is assumed; thus, effects of winding harmonics are neglected. The magnetic saturation is neglected and the rotor iron permeability is taken as a positive real number. In the machine thus idealised, rotor core is the only conducting region. In Figure 7.5a, the rotor core is shown as region 1. The remaining five regions in this figure are air regions. Because of the symmetry between these regions, field distributions in regions 5 and 6 need not be considered. The primary source for the magnetic field in all regions is the known stator current sheet.

In view of Figure $7.5 \mathrm{a}, X$ is taken parallel to the axial, $Y$ to the peripheral and $Z$ to the radial direction in the rectangular Cartesian system of space coordinates. The smooth rotor surface at the air gap is taken as the surface $z=0 ; z=-g$ and $z=D_R$ represent the stator air-gap surface and the shaft surface, respectively. The middle of the axial length of the machine is taken as the surface $x=0$ and $x= \pm L_R / 2$ and $x= \pm L_S / 2$ represent the rotor and the stator end surfaces, respectively. The two end covers are presumed to be located at $x= \pm L_O / 2$.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Field Distributions

The stator current sheet simulating the stator winding, with balanced threephase currents, is the primary source for the magnetic field in all regions, that is, from region 1 to region 6. Therefore, the distribution of magnetic field in each region is characterised by the exponential factor: $\exp \cdot j(\omega t-\ell y)$, where $\ell=\pi / \tau$, $\tau$ being the pole pitch. Field expressions in this section are written in complex form without the exponential factor. Complete expressions for all field quantities can be obtained by inserting the exponential factor and then selecting the real part.

The rotor region is the only conducting region. All the remaining regions are air regions. The eddy current density is governed by the following field equations:
$$
\nabla \cdot J_1=0
$$
and
$$
\nabla^2 J_1=\frac{j}{d^2} J_1
$$
where
$$
d^2=\frac{1}{s \cdot \omega \cdot \mu \cdot \sigma}
$$
The magnetic field intensity $\boldsymbol{H}_1$ in the solid rotor in terms of eddy current density $J_1$ can be written as
$$
\boldsymbol{H}_1=j d^2 \nabla \times \boldsymbol{J}_1
$$
The axial component of the rotor eddy current density vanishes at the rotor end surfaces and is an even function of $x$. Thus, in a reference frame fixed to the rotor, the axial component of the rotor eddy current density at the rotor air-gap surface can be given by the following half-range Fourier series:
$$
\left.J_{x 1}\right|{z=0}=\sum{p-\text { odd }}^{\infty} a_p \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{L_R} \cdot x\right),
$$
where $a_p$ indicates a set of arbitrary constants.

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Idealised Model

基于一组简化假设的模型机如图$7.5 \mathrm{a}$所示。由于忽略了气隙表面的曲率，因此不需要特殊的函数来表示场。定子和转子铁心，在它们的发展形式，是由两个无限长的矩形截面区域表示。载流三相定子绕组用电流片模拟，如附录6所示。电流片放置在光滑的定子表面，如图7.5b所示。定子和转子铁心之间的距离是机器的有效气隙。定子和转子铁芯在一侧由轴的展开面封闭，其余三面由定子框架的内表面封闭，其中定子框架包括端盖。假设定子机架、定子铁心和转子轴具有高导磁性，因此这些表面上磁场强度的切向分量可以忽略不计。

定子电流片在外围方向上周期性地变化。假设正弦变化;因此，可以忽略绕组谐波的影响。忽略磁饱和，取转子铁磁导率为正实数。在这样理想化的机器中，转子铁心是唯一的导电区域。在图7.5a中，转子铁心为区域1。图中其余五个区域为空气区域。由于这些区域之间的对称性，不需要考虑区域5和6的场分布。所有区域磁场的主要来源是已知的定子电流片。

鉴于图中$7.5 \mathrm{a}, X$平行于轴向，$Y$平行于外缘，$Z$平行于径向，在直角空间坐标笛卡尔体系中。取气隙处光滑的转子表面为表面$z=0 ; z=-g$为定子气隙表面，$z=D_R$为轴表面。取电机轴向长度的中间位置为面$x=0$, $x= \pm L_R / 2$和$x= \pm L_S / 2$分别为转子端面和定子端面。两个端盖假定位于$x= \pm L_O / 2$。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Field Distributions

模拟定子绕组的定子电流片，具有平衡的三相电流，是所有区域(即从区域1到区域6)磁场的主要来源。因此，磁场在每个区域的分布由指数因子表征:$\exp \cdot j(\omega t-\ell y)$，其中$\ell=\pi / \tau$, $\tau$为极距。本节中的字段表达式以复数形式编写，不含指数因子。通过插入指数因子，再选择实部，可以得到所有场量的完备表达式。

转子区是唯一的导电区。所有剩下的区域都是空气区域。涡流密度由以下场方程决定:
$$
\nabla \cdot J_1=0
$$
和
$$
\nabla^2 J_1=\frac{j}{d^2} J_1
$$
在哪里
$$
d^2=\frac{1}{s \cdot \omega \cdot \mu \cdot \sigma}
$$
固体转子内的磁场强度$\boldsymbol{H}1$以涡流密度$J_1$表示为 $$ \boldsymbol{H}_1=j d^2 \nabla \times \boldsymbol{J}_1 $$ 转子涡流密度的轴向分量在转子端面消失，是$x$的偶函数。因此，在固定于转子的参照系中，转子气隙面处转子涡流密度的轴向分量可由下式半量程傅里叶级数给出: $$ \left.J{x 1}\right|{z=0}=\sum{p-\text { odd }}^{\infty} a_p \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{L_R} \cdot x\right),
$$
其中$a_p$表示一组任意常数。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism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。

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电磁学Electromagnetism电机领域也与电磁场理论密切相关，但尚未达到令人满意的程度。造成这种忽视的一个可能的原因是，场论被假定为非常概念性的，一般的概念是，如果没有深刻的洞察力，就不容易理解它。进一步推测，场论导致了复杂的数学表达式，这在读者的头脑中产生了一种排斥效应。事实上，这些神话与其说是真实的，不如说是心理上的。在科学和工程的其他领域中，这种数学表达式的介入是相当普遍的。此外，基于数值技术的易于获得的设计软件为那些想要避免领域概念、数学复杂性和重大不准确性的人提供了借口。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Idealised Model

A model machine, based on a set of simplifying assumptions, is shown in Figure $7.5 \mathrm{a}$. As the curvature of air-gap surfaces is ignored, no special functions are needed for the field expressions. The stator and rotor cores, in their developed forms, are represented by two infinitely long regions with rectangular cross-sections. The current-carrying three-phase stator winding is simulated by a current sheet, as given in Appendix 6. This current sheet is placed on the smooth stator surface, as indicated in Figure 7.5b. The separation between the stator and rotor cores is the effective air gap of the machine. The stator and rotor cores are enclosed on one side by the developed surface of the shaft and on the remaining three sides by the inner surface of the stator frame, which includes end covers. It is assumed that the stator frame, stator core and the rotor shaft are highly permeable so that the tangential components of magnetic field intensity on these surfaces are negligible.

The stator current sheet varies periodically in the peripheral direction. A sinusoidal variation is assumed; thus, effects of winding harmonics are neglected. The magnetic saturation is neglected and the rotor iron permeability is taken as a positive real number. In the machine thus idealised, rotor core is the only conducting region. In Figure 7.5a, the rotor core is shown as region 1. The remaining five regions in this figure are air regions. Because of the symmetry between these regions, field distributions in regions 5 and 6 need not be considered. The primary source for the magnetic field in all regions is the known stator current sheet.

In view of Figure $7.5 \mathrm{a}, X$ is taken parallel to the axial, $Y$ to the peripheral and $Z$ to the radial direction in the rectangular Cartesian system of space coordinates. The smooth rotor surface at the air gap is taken as the surface $z=0 ; z=-g$ and $z=D_R$ represent the stator air-gap surface and the shaft surface, respectively. The middle of the axial length of the machine is taken as the surface $x=0$ and $x= \pm L_R / 2$ and $x= \pm L_S / 2$ represent the rotor and the stator end surfaces, respectively. The two end covers are presumed to be located at $x= \pm L_O / 2$.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Field Distributions

The stator current sheet simulating the stator winding, with balanced threephase currents, is the primary source for the magnetic field in all regions, that is, from region 1 to region 6. Therefore, the distribution of magnetic field in each region is characterised by the exponential factor: $\exp \cdot j(\omega t-\ell y)$, where $\ell=\pi / \tau$, $\tau$ being the pole pitch. Field expressions in this section are written in complex form without the exponential factor. Complete expressions for all field quantities can be obtained by inserting the exponential factor and then selecting the real part.

The rotor region is the only conducting region. All the remaining regions are air regions. The eddy current density is governed by the following field equations:
$$
\nabla \cdot J_1=0
$$
and
$$
\nabla^2 J_1=\frac{j}{d^2} J_1
$$
where
$$
d^2=\frac{1}{s \cdot \omega \cdot \mu \cdot \sigma}
$$
The magnetic field intensity $\boldsymbol{H}_1$ in the solid rotor in terms of eddy current density $J_1$ can be written as
$$
\boldsymbol{H}_1=j d^2 \nabla \times \boldsymbol{J}_1
$$
The axial component of the rotor eddy current density vanishes at the rotor end surfaces and is an even function of $x$. Thus, in a reference frame fixed to the rotor, the axial component of the rotor eddy current density at the rotor air-gap surface can be given by the following half-range Fourier series:
$$
\left.J_{x 1}\right|{z=0}=\sum{p-\text { odd }}^{\infty} a_p \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{L_R} \cdot x\right),
$$
where $a_p$ indicates a set of arbitrary constants.

电磁学代写

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基于一组简化假设的模型机如图$7.5 \mathrm{a}$所示。由于忽略了气隙表面的曲率，因此不需要特殊的函数来表示场。定子和转子铁心，在它们的发展形式，是由两个无限长的矩形截面区域表示。载流三相定子绕组用电流片模拟，如附录6所示。电流片放置在光滑的定子表面，如图7.5b所示。定子和转子铁心之间的距离是机器的有效气隙。定子和转子铁芯在一侧由轴的展开面封闭，其余三面由定子框架的内表面封闭，其中定子框架包括端盖。假设定子机架、定子铁心和转子轴具有高导磁性，因此这些表面上磁场强度的切向分量可以忽略不计。

定子电流片在外围方向上周期性地变化。假设正弦变化;因此，可以忽略绕组谐波的影响。忽略磁饱和，取转子铁磁导率为正实数。在这样理想化的机器中，转子铁心是唯一的导电区域。在图7.5a中，转子铁心为区域1。图中其余五个区域为空气区域。由于这些区域之间的对称性，不需要考虑区域5和6的场分布。所有区域磁场的主要来源是已知的定子电流片。

鉴于图中$7.5 \mathrm{a}, X$平行于轴向，$Y$平行于外缘，$Z$平行于径向，在直角空间坐标笛卡尔体系中。取气隙处光滑的转子表面为表面$z=0 ; z=-g$为定子气隙表面，$z=D_R$为轴表面。取电机轴向长度的中间位置为面$x=0$, $x= \pm L_R / 2$和$x= \pm L_S / 2$分别为转子端面和定子端面。两个端盖假定位于$x= \pm L_O / 2$。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Field Distributions

模拟定子绕组的定子电流片，具有平衡的三相电流，是所有区域(即从区域1到区域6)磁场的主要来源。因此，磁场在每个区域的分布由指数因子表征:$\exp \cdot j(\omega t-\ell y)$，其中$\ell=\pi / \tau$, $\tau$为极距。本节中的字段表达式以复数形式编写，不含指数因子。通过插入指数因子，再选择实部，可以得到所有场量的完备表达式。

转子区是唯一的导电区。所有剩下的区域都是空气区域。涡流密度由以下场方程决定:
$$
\nabla \cdot J_1=0
$$
和
$$
\nabla^2 J_1=\frac{j}{d^2} J_1
$$
在哪里
$$
d^2=\frac{1}{s \cdot \omega \cdot \mu \cdot \sigma}
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固体转子内的磁场强度$\boldsymbol{H}1$以涡流密度$J_1$表示为 $$ \boldsymbol{H}_1=j d^2 \nabla \times \boldsymbol{J}_1 $$ 转子涡流密度的轴向分量在转子端面消失，是$x$的偶函数。因此，在固定于转子的参照系中，转子气隙面处转子涡流密度的轴向分量可由下式半量程傅里叶级数给出: $$ \left.J{x 1}\right|{z=0}=\sum{p-\text { odd }}^{\infty} a_p \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{L_R} \cdot x\right),
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其中$a_p$表示一组任意常数。

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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。

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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。

如果你也在 怎样代写电磁学Electromagnetism 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。电磁学Electromagnetism理论有无数的实际应用。电阻、电感、电容、电导、电势、功率、能量、力和转矩等术语都源于场的概念。它的概念在所有电气和电子设备和系统中都是迫在眉睫的，关于这些设备和系统的大部分文献都是丰富的。

电磁学Electromagnetism电机领域也与电磁场理论密切相关，但尚未达到令人满意的程度。造成这种忽视的一个可能的原因是，场论被假定为非常概念性的，一般的概念是，如果没有深刻的洞察力，就不容易理解它。进一步推测，场论导致了复杂的数学表达式，这在读者的头脑中产生了一种排斥效应。事实上，这些神话与其说是真实的，不如说是心理上的。在科学和工程的其他领域中，这种数学表达式的介入是相当普遍的。此外，基于数值技术的易于获得的设计软件为那些想要避免领域概念、数学复杂性和重大不准确性的人提供了借口。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Physical Description

Consider a solid-rotor induction machine with three-phase stator winding housed in open rectangular stator slots. The three-phase current flowing in the three-phase winding causes the magnetic field in the air gap as well as in the rotor iron to vary periodically in the peripheral direction. The discrete nature of the winding introduces winding harmonics. These harmonic fields will be present even if the current-carrying conductors are replaced with current strips on smooth stator air-gap surface. Because of the slotted stator air-gap surface, the air-gap permeance varies periodically in the peripheral direction. Owing to this combined effect, the magnetic field, in the air gap as well as in the solid rotor, contains nontriplen odd space harmonics. Each harmonic field rotates at different speeds; some harmonic fields rotate in the direction that the fundamental field rotates in and others in the opposite direction. The former is termed as positive direction and the latter as negative direction. Each harmonic field associated with a specific eddy current density in the rotor iron contributes to the torque developed in the machine. At stand still, torques produced by some of these harmonic fields, called positive, are in the direction that the fundamental field rotates in and the others, called negative, act in the opposite direction. The net torque is the vector sum of all these torques. Consider the machine working as a motor with its rotor rotating at near synchronous speed of the fundamental field. Fields due to 5 th, 11th and other negative revolving harmonics cause braking torque. Certain harmonic fields, viz., 7th, 13th and other positive revolving harmonic fields rotate at $1 / 7$ th, $1 / 13$ th and such fraction of the synchronous speeds of the fundamental field. With reference to these harmonic fields, the machine is rotating at super-synchronous speeds. Therefore, with reference to these harmonic fields, the machine is operating as a synchronous generator; each inducing negative torque. Thus, the effects of each harmonic field are to produce $I^2 R$ loss in the rotor iron and to reduce the net torque developed by the machine.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Slip/Torque Characteristics

Figure 7.1 shows the slip/torque characteristics ${ }^1$ of a typical solid-rotor induction machine evaluated with and without considering the harmonic fields. This figure also shows the result of an approximate treatment that accounts for winding harmonics; by simulating current-carrying conductors in stator slots with current filaments on smooth stator air-gap surface. This approximate treatment, therefore, ignores the slotting effect that causes the air-gap permeance to vary periodically in the peripheral direction. In a wound-rotor machine, the design of rotor winding ensures that these unwanted features are reduced.

For the analysis presented here, the machine is idealised by assuming infinite permeability for the shaft and the stator iron, constant rotor iron permeability, negligible curvature for the air-gap surfaces and negligible variation of fields in the axial direction. The idealised machine is illustrated in Figure 7.2. The treatment for the magnetic field in stator slots is a modified form of Roth’s ${ }^{1,2}$ analysis. An alternative treatment based on Rogowski’s ${ }^{3,4}$ method of analysis is also available. ${ }^5$

In a reference frame shown in Figure 7.2, let $z=0$ be the rotor air-gap surface, and $z=-g$ the stator air-gap surface. In the coordinate system chosen, the axial direction is along the $X$-axis, the peripheral direction is along the $Y$-axis and the $Z$-axis indicates the radial direction. In solid-rotor induction machines, the rotor air-gap surface is smooth, but the stator air-gap surface is slotted. Three-phase winding is housed in the stator slots.

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Physical Description

考虑一个固体转子感应电机，其三相定子绕组安装在开放的矩形定子槽中。三相电流在三相绕组中流动，导致气隙和转子铁中的磁场在外围方向上周期性变化。绕组的离散特性引入了绕组谐波。即使在光滑的定子气隙表面用电流条代替载流导体，也会产生这些谐波场。由于定子气隙表面有开槽，气隙磁导率在外围方向呈周期性变化。由于这种综合效应，磁场，在气隙以及在固体转子，包含非三次奇空间谐波。每个谐波场以不同的速度旋转;一些谐波场沿着基本场旋转的方向旋转，而另一些则相反。前者称为正方向，后者称为负方向。与转子铁中特定涡流密度相关的每个谐波场都有助于在机器中产生转矩。在静止状态下，其中一些谐波场产生的力矩，称为正的，与基本场旋转的方向一致，而另一些称为负的，则与基本场旋转的方向相反。合扭矩是所有这些扭矩的矢量和。把这台机器看作电动机，它的转子以与基场几乎同步的速度旋转。由于第5，第11和其他负旋转谐波引起的场产生制动扭矩。某些谐波场，即第7、第13和其他正向旋转谐波场，其旋转速度为基场同步速度的1 / 7、1 / 13及其分数。参考这些谐波场，机器以超同步速度旋转。因此，参照这些谐波场，机器作为同步发电机运行;每个诱导负转矩。因此，每个谐波场的影响是在转子铁中产生$I^2 R$损失，并减少机器产生的净转矩。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Slip/Torque Characteristics

图7.1显示了考虑谐波和不考虑谐波的典型固体转子感应电机的转差/转矩特性${}^1$。该图还显示了近似处理的结果，其中考虑了绕组谐波;通过模拟定子槽内载流导体在光滑的定子气隙表面上的电流细丝。因此，这种近似处理忽略了导致气隙渗透率在外围方向周期性变化的开槽效应。在绕线转子机中，转子绕组的设计可确保减少这些不需要的特征。

对于这里提出的分析，通过假设轴和定子铁的磁导率无限，转子铁的磁导率恒定，气隙表面的曲率可以忽略不计，轴向的场变化可以忽略不计，机器是理想化的。理想的机器如图7.2所示。定子槽内磁场的处理是Roth ${}^{1,2}$分析的改进形式。基于Rogowski的${}^{3,4}$分析方法的另一种处理方法也是可用的。${} ^ 5美元

在如图7.2所示的参照系中，设$z=0$为转子气隙面，$z=-g$为定子气隙面。在所选择的坐标系中，轴向为X轴方向，外设为Y轴方向，Z轴为径向。在固体转子感应电机中，转子气隙表面是光滑的，而定子气隙表面是开槽的。三相绕组安装在定子槽中。

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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。

如果你也在 怎样代写电磁学Electromagnetism 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。电磁学Electromagnetism是物理学的一个分支，涉及到对电磁力的研究，这是一种发生在带电粒子之间的物理作用。电磁力是由电场和磁场组成的电磁场所承载的，它是诸如光这样的电磁辐射的原因。它与强相互作用、弱相互作用和引力一起，是自然界的四种基本相互作用（通常称为力）之一。在高能量下，弱力和电磁力被统一为单一的电弱力。

电磁学Electromagnetism是以电磁力来定义的，有时也称为洛伦兹力，它包括电和磁，是同一现象的不同表现形式。电磁力在决定日常生活中遇到的大多数物体的内部属性方面起着重要作用。原子核和其轨道电子之间的电磁吸引力将原子固定在一起。电磁力负责原子之间形成分子的化学键，以及分子间的力量。电磁力支配着所有的化学过程，这些过程是由相邻原子的电子之间的相互作用产生的。电磁学在现代技术中应用非常广泛，电磁理论是电力工程和电子学包括数字技术的基础。

电磁学Electromagnetism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。最高质量的电磁学Electromagnetism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，因此电磁学Electromagnetism作业代写的价格不固定。通常在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。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Eddy Currents in Circular Cores

Consider a long conducting core with a circular cross-section of radius $R$, as shown in Figure 5.9. The excitation winding carrying ac currents is simulated by a current sheet with surface current density $\boldsymbol{K}$, placed on the core surface, where
$$
\boldsymbol{K}=K_o \cdot e^{j \omega t} \cdot \boldsymbol{a}{\varphi} $$ At power frequencies, the magnetic field outside the core being negligible, we have $$ \left.H_z\right|{\rho=R}=K_o \cdot e^{j \omega t}
$$
Let
$$
H_z=F(\rho) \cdot e^{j \omega t}
$$
Neglecting displacement currents,
$$
\nabla \times H \cong J=\sigma E
$$
Therefore,
$$
\nabla \times \nabla \times H=\sigma \nabla \times E=-\mu \sigma \frac{d \boldsymbol{H}}{d t}=-j \omega \mu \sigma \boldsymbol{H}=-j \omega \mu \sigma F(\rho) \cdot e^{j \omega t} \cdot \boldsymbol{a}{\varphi} $$ Now, since $$ \nabla \times \boldsymbol{H}=\left[\frac{1}{\rho} \cdot \frac{\partial H_z}{\partial \varphi}-\frac{\partial H{\varphi}}{\partial z}\right] \boldsymbol{a}\rho+\left[\frac{\partial H\rho}{\partial z}-\frac{\partial H_z}{\partial \rho}\right] \boldsymbol{a}{\varphi}+\frac{1}{\rho} \cdot\left[\frac{\partial\left(\rho H{\varphi}\right)}{\partial \rho}-\frac{\partial H_z}{\partial \varphi}\right] \boldsymbol{a}z $$ and $$ H\rho=H_{\varphi}=0
$$
$$
\nabla \times H=-\frac{\partial H_z}{\partial \rho} a_{\varphi}=\left[-\frac{d F(\rho)}{d \rho} \cdot e^{j \omega t}\right] a_{\varphi}
$$
Thus, $\nabla \times \nabla \times H=\nabla \times\left[-\frac{d F(\rho)}{d \rho} \cdot e^{j \omega t}\right] \boldsymbol{a}{\varphi}=-\frac{1}{\rho} \cdot\left[\frac{d}{d \rho}\left{\rho \frac{d F(\rho)}{d \rho}\right}\right] \cdot e^{j \omega t} a{\varphi}$

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Distribution of Current Density in Circular Conductors

Skin effects in slot-embedded conductors with trapezoidal, ${ }^{10}$ rectangular $^{11}$ and circular ${ }^{12}$ cross-sections have been obtained. For long isolated conductors with a rectangular cross-section, skin effect has been obtained ${ }^{13}$ by assuming constant current density over the conductor surface. These assumptions, however, are not needed for conductors with a circular cross-section located in free space. Consider a long solid conductor with a circular cross-section of radius $R$, shown in Figure 5.10. This conductor carries an ac current $I$, at power frequency $\omega$. The current density $J$ in the conductor section is a function of the radial distance, $\rho$. There is only axial component of this current $J_{z^{\prime}}$ satisfying eddy current equation in the cylindrical system of space coordinates as below:
$$
\frac{d^2 J_z}{d \rho^2}+\frac{1}{\rho} \cdot \frac{d J_z}{d \rho}+k^2 \cdot J_z=0
$$
where
$$
k=j^{3 / 2} \sqrt{\omega \mu \sigma} \stackrel{d e f}{=} j^{3 / 2} \cdot \ell
$$
Ignoring the factor $e^{\text {jot, }}$ in the expression of the current density in the circular conductor, the solution of this equation is given $\mathrm{as}^9$
$$
J_z=c \cdot J_o(k \rho)
$$
where $c$ indicates an arbitrary constant.
Let the total current in the conductor be $I$, then
$$
I=\int_0^R c \cdot J_o(k \rho) \cdot 2 \pi \rho d \rho=c \cdot 2 \pi \cdot \int_0^R J_o(k \rho) \cdot \rho d \rho=c \cdot \frac{2 \pi R}{k} \cdot J_1(k R)
$$

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Eddy Currents in Circular Cores

考虑一根长导线，其横截面半径为$R$，如图5.9所示。用表面电流密度$\boldsymbol{K}$的电流片模拟承载交流电流的励磁绕组，该电流片放置在铁芯表面，其中
$$
\boldsymbol{K}=K_o \cdot e^{j \omega t} \cdot \boldsymbol{a}{\varphi} $$在功率频率下，磁芯外的磁场可以忽略不计，我们得到$$ \left.H_z\right|{\rho=R}=K_o \cdot e^{j \omega t}
$$
让
$$
H_z=F(\rho) \cdot e^{j \omega t}
$$
忽略位移电流，
$$
\nabla \times H \cong J=\sigma E
$$
因此，
$$
\nabla \times \nabla \times H=\sigma \nabla \times E=-\mu \sigma \frac{d \boldsymbol{H}}{d t}=-j \omega \mu \sigma \boldsymbol{H}=-j \omega \mu \sigma F(\rho) \cdot e^{j \omega t} \cdot \boldsymbol{a}{\varphi} $$现在，既然$$ \nabla \times \boldsymbol{H}=\left[\frac{1}{\rho} \cdot \frac{\partial H_z}{\partial \varphi}-\frac{\partial H{\varphi}}{\partial z}\right] \boldsymbol{a}\rho+\left[\frac{\partial H\rho}{\partial z}-\frac{\partial H_z}{\partial \rho}\right] \boldsymbol{a}{\varphi}+\frac{1}{\rho} \cdot\left[\frac{\partial\left(\rho H{\varphi}\right)}{\partial \rho}-\frac{\partial H_z}{\partial \varphi}\right] \boldsymbol{a}z $$和$$ H\rho=H_{\varphi}=0
$$
$$
\nabla \times H=-\frac{\partial H_z}{\partial \rho} a_{\varphi}=\left[-\frac{d F(\rho)}{d \rho} \cdot e^{j \omega t}\right] a_{\varphi}
$$
因此， $\nabla \times \nabla \times H=\nabla \times\left[-\frac{d F(\rho)}{d \rho} \cdot e^{j \omega t}\right] \boldsymbol{a}{\varphi}=-\frac{1}{\rho} \cdot\left[\frac{d}{d \rho}\left{\rho \frac{d F(\rho)}{d \rho}\right}\right] \cdot e^{j \omega t} a{\varphi}$

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Distribution of Current Density in Circular Conductors

得到了梯形、${ }^{10}$矩形$^{11}$和圆形${ }^{12}$截面的槽埋入导体的集肤效应。对于具有矩形截面的长隔离导体，通过假设导体表面上的电流密度恒定，可以获得集肤效应${ }^{13}$。然而，这些假设对于位于自由空间的圆形截面导体是不需要的。考虑一根长固体导体，其横截面半径为$R$，如图5.10所示。该导体以工频$\omega$携带交流电流$I$。导体截面的电流密度$J$是径向距离$\rho$的函数。该电流$J_{z^{\prime}}$在空间坐标柱系中只有轴向分量满足涡流方程，如下所示:
$$
\frac{d^2 J_z}{d \rho^2}+\frac{1}{\rho} \cdot \frac{d J_z}{d \rho}+k^2 \cdot J_z=0
$$
在哪里
$$
k=j^{3 / 2} \sqrt{\omega \mu \sigma} \stackrel{d e f}{=} j^{3 / 2} \cdot \ell
$$
在圆导体电流密度表达式中忽略因子$e^{\text {jot, }}$，给出了该方程的解$\mathrm{as}^9$
$$
J_z=c \cdot J_o(k \rho)
$$
其中$c$表示任意常数。
那么，设导体中的总电流为$I$
$$
I=\int_0^R c \cdot J_o(k \rho) \cdot 2 \pi \rho d \rho=c \cdot 2 \pi \cdot \int_0^R J_o(k \rho) \cdot \rho d \rho=c \cdot \frac{2 \pi R}{k} \cdot J_1(k R)
$$

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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。

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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。

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电磁学Electromagnetism是以电磁力来定义的，有时也称为洛伦兹力，它包括电和磁，是同一现象的不同表现形式。电磁力在决定日常生活中遇到的大多数物体的内部属性方面起着重要作用。原子核和其轨道电子之间的电磁吸引力将原子固定在一起。电磁力负责原子之间形成分子的化学键，以及分子间的力量。电磁力支配着所有的化学过程，这些过程是由相邻原子的电子之间的相互作用产生的。电磁学在现代技术中应用非常广泛，电磁理论是电力工程和电子学包括数字技术的基础。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Eddy Currents in Cores with Rectangular Cross-Sections

Figure 5.3 shows a long rectangular solid-conducting core with a uniformly distributed winding carrying alternating current of angular frequency $\omega$. At power frequencies, displacement currents are usually neglected and the excitation winding is simulated by a current sheet on the core surfaces.
Let the density of the surface current be given as
$$
\begin{gathered}
\left.\boldsymbol{K}\right|{x= \pm W / 2}= \pm K_o \cdot e^{j \omega t} a_y \quad \text { over }-T / 2 \leq y \leq T / 2 \ \left.\boldsymbol{K}\right|{y= \pm T / 2}= \pm K_o \cdot e^{j \omega t} a_x \quad \text { over }-W / 2 \leq x \leq W / 2-W / 2 \leq x \leq W / 2
\end{gathered}
$$
The external field being zero, the magnetic field in the core satisfies the following boundary conditions:
Therefore, the solution for the field equations
$$
\begin{gathered}
\nabla^2 H=\eta^2 H \
\nabla \cdot H=\mathbf{0}
\end{gathered}
$$

is as follows:
$$
\begin{aligned}
H_z= & \sum_{m-\text { odd }}^{\infty} a_m \cdot \cos \left(\frac{m \pi}{T} \cdot y\right) \cdot \frac{\cosh \left(\alpha_m \cdot x\right)}{\cosh \left(\alpha_m \cdot(W / 2)\right)} \cdot e^{j \omega t} \
& +\sum_{n-\text { odd }}^{\infty} b_n \cdot \cos \left(\frac{n \pi}{W} \cdot x\right) \cdot \frac{\cosh \left(\beta_n \cdot y\right)}{\cosh \left(\beta_n \cdot(T / 2)\right)} \cdot e^{j \omega t}
\end{aligned}
$$
for $-W / 2<x<W / 2$ and $-T / 2<y<T / 2$.
In Equation 5.45,
$$
\alpha_m=\sqrt{\left(\frac{m \pi}{T}\right)^2+\eta^2}
$$
$$
\beta_n=\sqrt{\left(\frac{n \pi}{W}\right)^2+\eta^2}
$$
$$
\sum_{m \text {-odd }}^{\infty} a_m \cdot \cos \left(\frac{m \pi}{T} \cdot y\right)=K_o \quad \text { over }-T / 2<y<T / 2-T / 2<y<T / 2
$$
and
$$
\sum_{n-\text { odd }}^{\infty} b_n \cdot \cos \left(\frac{n \pi}{W} \cdot x\right)=K_o \quad \text { over }-W / 2<x<W / 2
$$

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Eddy Currents in Cores with Triangular Cross-Sections

For the determination of eddy currents in solid-conducting cores of a rectangular cross-section, analytical solutions of eddy current equations are available in the literature. ${ }^2$ The distribution of the magnetic field in cores with a cross-section in the shape of an arbitrary triangle can best be obtained by numerical methods. ${ }^{3,4}$ For cores with right-angled isosceles triangular crosssections, analytical solutions for the Laplace equation and wave equation are available. ${ }^5$ This section presents an analytical solution for eddy current equation giving field distribution in cores with right-angled isosceles triangular cross-sections. ${ }^{6,7}$

Consider a long conducting core with a uniformly distributed winding on its surfaces that carries an alternating current with angular frequency $\omega$. Let the winding currents be simulated by a current sheet on core surfaces with surface current density $K_o \cdot e^{\text {jot }}$, where $\left|K_o\right|$ indicates ampere turns per unit core length. If the displacement currents are neglected, the magnetic field outside the core winding will be zero. The eddy current equation for this two-dimensional problem found from Maxwell’s equations is
$$
\frac{\partial^2 H_z}{\partial x^2}+\frac{\partial^2 H_z}{\partial y^2}=j \omega \mu \sigma H_z \stackrel{\text { def }}{=} j \frac{2}{d^2} H_z
$$
where $\mu$ is the permeability, $\sigma$ is the conductivity of the core and $d$ is the classical depth of penetration.

Having solved Equation 5.49, the expression for the eddy current density in the core is found from Maxwell’s equation, with the displacement currents neglected:
$$
J=\nabla \times \boldsymbol{H}
$$
For the triangular section shown in Figure 5.4, the boundary conditions are
$$
\begin{array}{ll}
\left.H_z\right|{x=0}=K_0 \cdot e^{j \omega t} \quad \text { over } 0{y=0}=K_0 \cdot e^{j \omega t} \quad \text { over } 0<x<\ell \
\left.H_z\right|_{y=\ell-x}=K_0 \cdot e^{j \omega t} \quad \text { over } 0<x<\ell
\end{array}
$$

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Eddy Currents in Cores with Rectangular Cross-Sections

图5.3显示了一个长矩形的固体导电铁芯，其均匀分布的绕组承载角频率为$\omega$的交流电流。在工频下，位移电流通常被忽略，励磁绕组用铁心表面的电流片来模拟。
设表面电流的密度为
$$
\begin{gathered}
\left.\boldsymbol{K}\right|{x= \pm W / 2}= \pm K_o \cdot e^{j \omega t} a_y \quad \text { over }-T / 2 \leq y \leq T / 2 \ \left.\boldsymbol{K}\right|{y= \pm T / 2}= \pm K_o \cdot e^{j \omega t} a_x \quad \text { over }-W / 2 \leq x \leq W / 2-W / 2 \leq x \leq W / 2
\end{gathered}
$$
外场为零时，磁芯内磁场满足以下边界条件:
因此，求解场方程
$$
\begin{gathered}
\nabla^2 H=\eta^2 H \
\nabla \cdot H=\mathbf{0}
\end{gathered}
$$

如下:
$$
\begin{aligned}
H_z= & \sum_{m-\text { odd }}^{\infty} a_m \cdot \cos \left(\frac{m \pi}{T} \cdot y\right) \cdot \frac{\cosh \left(\alpha_m \cdot x\right)}{\cosh \left(\alpha_m \cdot(W / 2)\right)} \cdot e^{j \omega t} \
& +\sum_{n-\text { odd }}^{\infty} b_n \cdot \cos \left(\frac{n \pi}{W} \cdot x\right) \cdot \frac{\cosh \left(\beta_n \cdot y\right)}{\cosh \left(\beta_n \cdot(T / 2)\right)} \cdot e^{j \omega t}
\end{aligned}
$$
浏览$-W / 2<x<W / 2$和$-T / 2<y<T / 2$。
在式5.45中，
$$
\alpha_m=\sqrt{\left(\frac{m \pi}{T}\right)^2+\eta^2}
$$
$$
\beta_n=\sqrt{\left(\frac{n \pi}{W}\right)^2+\eta^2}
$$
$$
\sum_{m \text {-odd }}^{\infty} a_m \cdot \cos \left(\frac{m \pi}{T} \cdot y\right)=K_o \quad \text { over }-T / 2<y<T / 2-T / 2<y<T / 2
$$
和
$$
\sum_{n-\text { odd }}^{\infty} b_n \cdot \cos \left(\frac{n \pi}{W} \cdot x\right)=K_o \quad \text { over }-W / 2<x<W / 2
$$

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Eddy Currents in Cores with Triangular Cross-Sections

为了确定矩形截面固体导电铁芯中的涡流，文献中有涡流方程的解析解。${ }^2$横截面为任意三角形的磁芯中磁场的分布最好用数值方法求得。${ }^{3,4}$对于具有直角等腰三角形截面的岩心，有拉普拉斯方程和波动方程的解析解。${ }^5$本节给出了给出直角等腰三角形截面岩心场分布的涡流方程的解析解。 ${ }^{6,7}$

考虑一个长导线铁芯，其表面有均匀分布的绕组，携带角频率为$\omega$的交流电。用磁芯表面的电流片模拟绕组电流，表面电流密度为$K_o \cdot e^{\text {jot }}$，其中$\left|K_o\right|$表示单位磁芯长度的安培匝数。如果忽略位移电流，磁芯绕组外的磁场将为零。由麦克斯韦方程组求得的二维问题的涡流方程为
$$
\frac{\partial^2 H_z}{\partial x^2}+\frac{\partial^2 H_z}{\partial y^2}=j \omega \mu \sigma H_z \stackrel{\text { def }}{=} j \frac{2}{d^2} H_z
$$
其中$\mu$为渗透率，$\sigma$为岩心电导率，$d$为经典穿透深度。

解出式5.49后，由麦克斯韦方程得到磁心涡流密度表达式，忽略位移电流:
$$
J=\nabla \times \boldsymbol{H}
$$
对于图5.4所示的三角形截面，边界条件为
$$
\begin{array}{ll}
\left.H_z\right|{x=0}=K_0 \cdot e^{j \omega t} \quad \text { over } 0{y=0}=K_0 \cdot e^{j \omega t} \quad \text { over } 0<x<\ell \
\left.H_z\right|_{y=\ell-x}=K_0 \cdot e^{j \omega t} \quad \text { over } 0<x<\ell
\end{array}
$$

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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。

如果你也在 怎样代写电磁学Electromagnetism 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。电磁学Electromagnetism是物理学的一个分支，涉及到对电磁力的研究，这是一种发生在带电粒子之间的物理作用。电磁力是由电场和磁场组成的电磁场所承载的，它是诸如光这样的电磁辐射的原因。它与强相互作用、弱相互作用和引力一起，是自然界的四种基本相互作用（通常称为力）之一。在高能量下，弱力和电磁力被统一为单一的电弱力。

电磁学Electromagnetism是以电磁力来定义的，有时也称为洛伦兹力，它包括电和磁，是同一现象的不同表现形式。电磁力在决定日常生活中遇到的大多数物体的内部属性方面起着重要作用。原子核和其轨道电子之间的电磁吸引力将原子固定在一起。电磁力负责原子之间形成分子的化学键，以及分子间的力量。电磁力支配着所有的化学过程，这些过程是由相邻原子的电子之间的相互作用产生的。电磁学在现代技术中应用非常广泛，电磁理论是电力工程和电子学包括数字技术的基础。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Magnetic Field Intensity

Figure 4.13 illustrates four air regions all of which are taken to be currentfree. Therefore, for each region the curl of magnetic field intensity is zero. Its divergence is also zero, that is,
$$
\begin{gathered}
\nabla \times \boldsymbol{H}=0 \
\nabla \cdot \boldsymbol{H}=0
\end{gathered}
$$
Since
$$
\nabla \times \nabla \times H \equiv \nabla(\nabla \cdot H)-\nabla^2 H
$$
It gives
$$
\nabla^2 H=0
$$
The magnetic field intensity in each of the four regions satisfies Equations 4.110a through 4.111. Also, all the components of magnetic field intensity in these regions satisfy the Laplace equation. The tangential components of magnetic field on iron surfaces may thus be neglected. Further, the magnetic field vanishes at far distances from its source, that is, the current-sheet simulating the end-winding located at $z=0$. In view of the above specified conditions, the field distributions in different regions can thus be obtained.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Field in Region 1

The field distribution in region 1 can be written by setting,
$$
\alpha_{m, p}=\sqrt{\left(\frac{m \pi}{\lambda}\right)^2+\left(\frac{p \pi}{d}\right)^2}
$$
We can write the expressions to represent field components as
$$
\begin{aligned}
H_{1 x} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime}\left(\frac{p \pi}{d}\right) \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{-\left(\alpha_{m, p} \cdot z\right)} \
H_{1 y} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime} \cdot\left(j \frac{m \pi}{\lambda}\right) \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{-\left(\alpha_{m, p} \cdot z\right)}
\end{aligned}
$$

$$
H_{1 z}=-\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime} \cdot \alpha_{m, p} \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{-\left(\alpha_{m, p} \cdot z\right)}
$$
where $P_{m, p}^{\prime}$ indicates a set of arbitrary constants.
4.6.2.2 Field in Region 2
The distribution of magnetic field intensity in region 2 can be given as
$$
\begin{aligned}
H_{2 x} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime \prime} \cdot\left(\frac{p \pi}{d}\right) \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{\alpha_{m, p} \cdot(z+g)} \
H_{2 y} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime \prime} \cdot\left(j \frac{m \pi}{\lambda}\right) \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{\alpha_{m, p} \cdot(z+g)} \
H_{2 z} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime \prime} \cdot \alpha_{m, p} \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{\alpha_{m, p} \cdot(z+g)}
\end{aligned}
$$
where $P_{m, p}^{\prime \prime}$ indicates a set of arbitrary constants.

where, $a_m$ and $b_{m, q}$ indicate two sets of arbitrary constants. The first terms on the right-hand side of Equations 4.114a and $4.114 \mathrm{c}$ indicate field components due to the current-sheet simulating the main winding housed in the stator slots. The remaining terms in these field equations vanish deep inside the air gap, far removed from the end-winding, that is, as $x \rightarrow-\infty$.
Therefore, as $x \rightarrow-\infty,\left.H_{3 z}\right|_{z=0}=a_m=k_m$.

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Magnetic Field Intensity

图4.13显示了四个空气区域，它们都被认为是无电流的。因此，对于每个区域，磁场强度的旋度为零。它的散度也是零，也就是说，
$$
\begin{gathered}
\nabla \times \boldsymbol{H}=0 \
\nabla \cdot \boldsymbol{H}=0
\end{gathered}
$$
自从
$$
\nabla \times \nabla \times H \equiv \nabla(\nabla \cdot H)-\nabla^2 H
$$
它给出
$$
\nabla^2 H=0
$$
四个区域的磁场强度分别满足式4.110a ～ 4.111。同时，这些区域内磁场强度的所有分量都满足拉普拉斯方程。因此，铁表面上磁场的切向分量可以忽略不计。此外，磁场在离其源很远的地方消失，即模拟端绕组的电流片位于$z=0$。鉴于上述规定的条件，从而可以得到不同区域的场分布。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Field in Region 1

通过设置，可以写出区域1的场分布
$$
\alpha_{m, p}=\sqrt{\left(\frac{m \pi}{\lambda}\right)^2+\left(\frac{p \pi}{d}\right)^2}
$$
我们可以将表示字段组件的表达式写成
$$
\begin{aligned}
H_{1 x} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime}\left(\frac{p \pi}{d}\right) \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{-\left(\alpha_{m, p} \cdot z\right)} \
H_{1 y} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime} \cdot\left(j \frac{m \pi}{\lambda}\right) \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{-\left(\alpha_{m, p} \cdot z\right)}
\end{aligned}
$$

$$
H_{1 z}=-\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime} \cdot \alpha_{m, p} \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{-\left(\alpha_{m, p} \cdot z\right)}
$$
其中$P_{m, p}^{\prime}$表示一组任意常数。
4.6.2.2区域2中的字段说明
区域2的磁场强度分布为
$$
\begin{aligned}
H_{2 x} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime \prime} \cdot\left(\frac{p \pi}{d}\right) \cdot \cos \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{\alpha_{m, p} \cdot(z+g)} \
H_{2 y} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime \prime} \cdot\left(j \frac{m \pi}{\lambda}\right) \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{\alpha_{m, p} \cdot(z+g)} \
H_{2 z} & =\sum_{p=1}^{\infty} P_{m, p}^{\prime \prime} \cdot \alpha_{m, p} \cdot \sin \left(\frac{p \pi}{d} \cdot x\right) \cdot e^{\alpha_{m, p} \cdot(z+g)}
\end{aligned}
$$
其中$P_{m, p}^{\prime \prime}$表示一组任意常数。

其中，$a_m$和$b_{m, q}$表示两组任意常数。等式4.114a和$4.114 \mathrm{c}$右侧的第一项表示由于电流片模拟了位于定子槽中的主绕组而产生的场分量。这些场方程中的其余项消失在气隙深处，远离末端绕组，即$x \rightarrow-\infty$。
因此，如$x \rightarrow-\infty,\left.H_{3 z}\right|_{z=0}=a_m=k_m$。

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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 。

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什么是计量经济学？
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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。

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电磁学Electromagnetism是以电磁力来定义的，有时也称为洛伦兹力，它包括电和磁，是同一现象的不同表现形式。电磁力在决定日常生活中遇到的大多数物体的内部属性方面起着重要作用。原子核和其轨道电子之间的电磁吸引力将原子固定在一起。电磁力负责原子之间形成分子的化学键，以及分子间的力量。电磁力支配着所有的化学过程，这些过程是由相邻原子的电子之间的相互作用产生的。电磁学在现代技术中应用非常广泛，电磁理论是电力工程和电子学包括数字技术的基础。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Arbitrary Orientation of Two Teeth

In Section 4.4.1, we have considered the potential distribution between two identical coaxial teeth wherein each tooth is located between deep and wide slots. The modelling of potential distributions discussed in this section assumes that the axes of these two teeth are displaced by $(2 \delta)$ from each other as shown in Figure 4.7. As indicated in this figure, the air space is divided into an air gap and four slot regions referred to as regions 1 to 4 . This figure shows deep and wide slots around two identical teeth each of width $t$, separated by the air gap of length $g$. Let the tooth above the air gap $(z \geq g / 2)$ be at a magnetic potential of $-0.5 \mathrm{~A}$ and that below the air gap $(z \leq-g / 2)$ be at $+0.5 \mathrm{~A}$. The distribution of scalar magnetic potential $\mathcal{V}$, in each air region, satisfies the Laplace equation.
In region $1,(z>g / 2)$ since the value of the magnetic potential at $y=(\delta+t / 2)$ is taken as $-0.5 \mathrm{~A}$, we may tentatively express the potential distribution in this region as
$$
\mathcal{V}_1^{\prime}=-\frac{1}{\pi} \cdot \tan ^{-1}\left(\frac{z-g / 2}{y-\delta-t / 2}\right)
$$
This expression gives the required potential at $y=(\delta+t / 2)$ and also at $z=\infty$. Further, it gives zero potential at $y=\infty$. To this expression, a supplementary solution $\mathcal{V}_1^{\prime \prime}$ could be added that provides an arbitrary potential distribution at $z=g / 2$, and vanishes at $y=(\delta+t / 2)$ as well as at $y=\infty$. This supplementary solution must also vanish as $z \rightarrow \infty$. Therefore, using Fourier integral representation for an arbitrary function describing the potential distribution at $z=g / 2$, we have
$$
\mathcal{V}_1^{\prime \prime}=-\frac{2}{\pi} \int_0^{\infty} f_1(w) \cdot \sin \left(w \cdot y_1\right) \cdot e^{-w(z-g / 2)} \cdot d w
$$
Since $\mathcal{V}_1=\mathcal{V}_1^{\prime}+\mathcal{V}^{\prime \prime}$, we get
$$
\mathcal{V}=-\frac{1}{\pi} \cdot \tan ^{-1}\left(\frac{z-g / 2}{y-\delta-t / 2}\right)-\frac{2}{\pi} \int_0^{\infty} f_1(w) \cdot \sin \left(w \cdot y_1\right) \cdot e^{-w(z-g / 2)} \cdot d w
$$
for, $z>g / 2$ and $(y-\delta-t / 2 \geq 0$.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Evaluation of Unknown Functions

To find values of potentials $\mathcal{V}1, \mathcal{V}_2, \mathcal{V}_3, \mathcal{V}_4$ and $\mathcal{V}_0$, the arbitrary functions $f_1(w), f_2(w), F_1^{\prime}(u), F_1^{\prime \prime}(u), F_2^{\prime}(u)$ and $F_2^{\prime \prime}(u)$ involved in Equations 4.67 through 4.70 and 4.72 are to be evaluated. For evaluation of these functions, first consider the values of $\mathcal{V}_0$ given by Equation 4.72 at $z=g / 2$ and $z=-g / 2$ These are $$ \begin{aligned} & \left.\mathcal{V}_o\right|{z=g / 2}=\int_0^{\infty}\left{F_1^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y)+F_1^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right} \cdot d u \
& \left.\mathcal{V}o\right|{z=-g / 2}=\int_0^{\infty}\left{F_2^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y)+F_2^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right} \cdot d u
\end{aligned}
$$
In view of the anti-symmetry:
$$
\left.\mathcal{V}o(y, z)\right|{z=-g / 2}=-\left.\mathcal{V}o(-y, z)\right|{z=g / 2}
$$
Thus,
$$
F_1^{\prime}(u)=-F_2^{\prime}(u) \stackrel{\operatorname{def}}{=} F^{\prime}(u)
$$
and
$$
F_1^{\prime \prime}(u)=-F_2^{\prime \prime}(u) \stackrel{\text { def }}{=} F^{\prime \prime}(u)
$$
Here, it is to be noted that in view of Equations $4.74 \mathrm{a}$ and $4.74 \mathrm{~b}$ the number of arbitrary functions reduces from six to four viz. $f_1(w), f_2(w), F^{\prime}(u)$ and $F^{\prime \prime}(u)$. Thus, Equation 4.72 can be modified to
$$
\begin{aligned}
\mathcal{V}_0= & \int_0^{\infty}\left[F^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y) \cdot\left{\frac{\sinh (u \cdot z)}{\sinh (u \cdot g / 2)}\right}+F^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right. \
& \left.\times\left{\frac{\cosh (u \cdot z)}{\cosh (u \cdot g / 2)}\right}\right] \cdot d u
\end{aligned}
$$
Equation 4.73 a can also be rewritten as
$$
\left.\mathcal{V}o\right|{z=g / 2}=\int_0^{\infty}\left{F^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y)+F^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right} \cdot d u
$$
Continuity of potentials: In view of the continuity of potentials at $z=g / 2$, we can write
$$
\begin{aligned}
\left.\mathcal{V}o\right|{z=g / 2} & =\left.\mathcal{V}2\right|{z=g / 2} \quad \text { over }-\infty \leq y \leq-\delta \
& =1 / 2 \quad \text { over }-\delta \leq y \leq \delta \
& =\left.\mathcal{K}\right|_{z=g / 2} \quad \text { over } \delta \leq y \leq \infty
\end{aligned}
$$

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Arbitrary Orientation of Two Teeth

在第4.4.1节中，我们考虑了两个相同的同轴齿之间的电位分布，其中每个齿位于深槽和宽槽之间。本节讨论的电位分布建模假设这两颗牙齿的轴线彼此偏移$(2 \delta)$，如图4.7所示。如图所示，空气空间分为一个气隙和四个槽区，称为区域1至区域4。这张图显示了两颗相同的牙齿周围又深又宽的凹槽，每颗牙齿的宽度为$t$，由长度为$g$的气隙隔开。让位于气隙$(z \geq g / 2)$上方的牙齿磁势为$-0.5 \mathrm{~A}$，位于气隙$(z \leq-g / 2)$下方的牙齿磁势为$+0.5 \mathrm{~A}$。标量磁势$\mathcal{V}$在各空气区的分布满足拉普拉斯方程。
在$1,(z>g / 2)$区域，由于取$y=(\delta+t / 2)$处的磁势值为$-0.5 \mathrm{~A}$，我们可以暂时将该区域的磁势分布表示为
$$
\mathcal{V}_1^{\prime}=-\frac{1}{\pi} \cdot \tan ^{-1}\left(\frac{z-g / 2}{y-\delta-t / 2}\right)
$$
这个表达式给出了$y=(\delta+t / 2)$和$z=\infty$所需要的势能。此外，它在$y=\infty$处的电势为零。对于这个表达式，可以添加一个补充解$\mathcal{V}_1^{\prime \prime}$，它在$z=g / 2$处提供任意的势分布，并在$y=(\delta+t / 2)$和$y=\infty$处消失。这个补充溶液也必须以$z \rightarrow \infty$的形式消失。因此，使用傅里叶积分表示任意函数描述$z=g / 2$的潜在分布，我们有
$$
\mathcal{V}_1^{\prime \prime}=-\frac{2}{\pi} \int_0^{\infty} f_1(w) \cdot \sin \left(w \cdot y_1\right) \cdot e^{-w(z-g / 2)} \cdot d w
$$
从$\mathcal{V}_1=\mathcal{V}_1^{\prime}+\mathcal{V}^{\prime \prime}$开始，我们得到
$$
\mathcal{V}=-\frac{1}{\pi} \cdot \tan ^{-1}\left(\frac{z-g / 2}{y-\delta-t / 2}\right)-\frac{2}{\pi} \int_0^{\infty} f_1(w) \cdot \sin \left(w \cdot y_1\right) \cdot e^{-w(z-g / 2)} \cdot d w
$$
为$z>g / 2$和$(y-\delta-t / 2 \geq 0$。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Evaluation of Unknown Functions

为求势能$\mathcal{V}1, \mathcal{V}2, \mathcal{V}_3, \mathcal{V}_4$和$\mathcal{V}_0$的值，需要对式4.67至4.70和4.72中涉及的任意函数$f_1(w), f_2(w), F_1^{\prime}(u), F_1^{\prime \prime}(u), F_2^{\prime}(u)$和$F_2^{\prime \prime}(u)$求值。对于这些函数的评估，首先考虑公式4.72在$z=g / 2$和$z=-g / 2$给出的$\mathcal{V}_0$的值，这些是$$ \begin{aligned} & \left.\mathcal{V}_o\right|{z=g / 2}=\int_0^{\infty}\left{F_1^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y)+F_1^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right} \cdot d u \ & \left.\mathcal{V}o\right|{z=-g / 2}=\int_0^{\infty}\left{F_2^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y)+F_2^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right} \cdot d u \end{aligned} $$ 鉴于反对称性: $$ \left.\mathcal{V}o(y, z)\right|{z=-g / 2}=-\left.\mathcal{V}o(-y, z)\right|{z=g / 2} $$ 因此， $$ F_1^{\prime}(u)=-F_2^{\prime}(u) \stackrel{\operatorname{def}}{=} F^{\prime}(u) $$ 和 $$ F_1^{\prime \prime}(u)=-F_2^{\prime \prime}(u) \stackrel{\text { def }}{=} F^{\prime \prime}(u) $$ 这里要注意的是，根据方程$4.74 \mathrm{a}$和$4.74 \mathrm{~b}$，任意函数的数目从六个减少到四个，即$f_1(w), f_2(w), F^{\prime}(u)$和$F^{\prime \prime}(u)$。因此，式4.72可修改为 $$ \begin{aligned} \mathcal{V}_0= & \int_0^{\infty}\left[F^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y) \cdot\left{\frac{\sinh (u \cdot z)}{\sinh (u \cdot g / 2)}\right}+F^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right. \ & \left.\times\left{\frac{\cosh (u \cdot z)}{\cosh (u \cdot g / 2)}\right}\right] \cdot d u \end{aligned} $$ 式4.73 a也可以改写为 $$ \left.\mathcal{V}o\right|{z=g / 2}=\int_0^{\infty}\left{F^{\prime}(u) \cdot \cos (u \cdot y)+F^{\prime \prime}(u) \cdot \sin (u \cdot y)\right} \cdot d u $$ 电位的连续性:鉴于$z=g / 2$的电位的连续性，我们可以这样写 $$ \begin{aligned} \left.\mathcal{V}o\right|{z=g / 2} & =\left.\mathcal{V}2\right|{z=g / 2} \quad \text { over }-\infty \leq y \leq-\delta \ & =1 / 2 \quad \text { over }-\delta \leq y \leq \delta \ & =\left.\mathcal{K}\right|{z=g / 2} \quad \text { over } \delta \leq y \leq \infty
\end{aligned}
$$

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微观经济学代写

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线性代数代写

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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。

如果你也在 怎样代写电磁学Electromagnetism 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。电磁学Electromagnetism是物理学的一个分支，涉及到对电磁力的研究，这是一种发生在带电粒子之间的物理作用。电磁力是由电场和磁场组成的电磁场所承载的，它是诸如光这样的电磁辐射的原因。它与强相互作用、弱相互作用和引力一起，是自然界的四种基本相互作用（通常称为力）之一。在高能量下，弱力和电磁力被统一为单一的电弱力。

电磁学Electromagnetism是以电磁力来定义的，有时也称为洛伦兹力，它包括电和磁，是同一现象的不同表现形式。电磁力在决定日常生活中遇到的大多数物体的内部属性方面起着重要作用。原子核和其轨道电子之间的电磁吸引力将原子固定在一起。电磁力负责原子之间形成分子的化学键，以及分子间的力量。电磁力支配着所有的化学过程，这些过程是由相邻原子的电子之间的相互作用产生的。电磁学在现代技术中应用非常广泛，电磁理论是电力工程和电子学包括数字技术的基础。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Arbitrary Orientation of Tooth and Slot

Consider the identical double-slotting shown in Figure 4.3. The toothcentres of the two equipotential surfaces are separated by a distance $\delta$, where $0 \leq \delta \leq \lambda / 2$. For $\delta=0$, the orientation will be tooth-opposite-tooth and for $\delta=\lambda / 2$ it will result in tooth-opposite-slot orientation. Let the rotor- and stator-iron slotted surfaces be at a magnetic potential of $-1 / 2$ and $+1 / 2 \mathrm{~m}$.k.s.

units respectively. The distribution of magneto-static potential in the stator slot 1 can be given as
$$
\begin{aligned}
\mathcal{V}= & \frac{1}{2}-\sum_{m=1}^{\infty} p_m \cdot \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y-\frac{t}{2}+\frac{\delta}{2}\right)\right} \cdot e^{+(m \pi / s)(z+g / 2)} \
& \operatorname{over}(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2)
\end{aligned}
$$
And in the rotor slot 2
$$
\begin{aligned}
\mathcal{V}2= & -\frac{1}{2}-\sum{m=1}^{\infty} p_m \cdot \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y+\frac{t}{2}-\frac{\delta}{2}\right)\right} \cdot e^{-(m \pi / s)(z-g / 2)} \
& \text { over }(-s-t / 2+\delta / 2) \leq y \leq(-t / 2+\delta / 2)
\end{aligned}
$$
Note that the same set of arbitrary constants $p_m$ is involved in the two expressions.

The distributions of scalar magnetic potential on the two air-gap surfaces are periodic in the $y$ direction with a period equal to the slot-pitch $\lambda$. For $\delta=0$, these distributions are even functions of $y$ that correspond to the tooth-opposite-tooth orientation. Further, as $\delta=\lambda / 2$ corresponds to the tooth-opposite-slot orientation, the potential distributions on the airgap surfaces will be again even functions of $y$ provided that the origin is shifted to coincide with a tooth axis, that is, if $y$ is replaced by $(y \pm \delta / 2)$. These distributions can, therefore, be given by the following Fourier series expansions:
$$
\left.\mathcal{V}o\right|{z=-g / 2}=q_o+\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y+\delta / 2)\right}
$$
and
$$
\left.\mathcal{V}o\right|{z=g / 2}=-q_o-\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{2 \pi n}{\lambda}(y-\delta / 2)\right}
$$
where $q_n$ indicates a set of arbitrary constants. Therefore, the distribution of the scalar magnetic potential in the air-gap region is
$$
\begin{aligned}
\mathcal{V}0= & -q_0 \cdot \frac{2 z}{g}-\sum{n=1}^{\infty} q_n \cdot\left[\cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y-\delta / 2)\right} \cdot \frac{\sinh {(n 2 \pi / \lambda)(z+g / 2)}}{\sinh ((2 \pi n / \lambda) \cdot g)}\right. \
& \left.+\cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y+\delta / 2)\right} \cdot \frac{\sinh {(n 2 \pi / \lambda)(z-g / 2)}}{\sinh ((2 \pi n / \lambda) \cdot g)}\right]
\end{aligned}
$$
This expression for the air-gap potential $\mathcal{V}_0$ satisfies the requirements stated above.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Evaluation of Arbitrary Constants

The arbitrary constants $p_m, q_o$ and $q_n$ involved in Equations 4.33,4.34 and 4.36 can be evaluated by using the following boundary conditions:
$$
\begin{aligned}
\begin{aligned}
\left.\mathcal{V}\right|{z=-g / 2}= & \left.\mathcal{V}\right|{z=-g / 2} \quad \text { over }(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2) \
= & 1 / 2 \operatorname{over}(-\delta / 2) \leq y \leq(t / 2-\delta / 2) \
& \text { and }(s+t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(\lambda-\delta / 2) \
\left.\frac{\partial \mathcal{V}0}{\partial z}\right|{z=-g / 2}= & \left.\frac{\partial \mathcal{V}1}{\partial z}\right|{z=-g / 2} \quad \text { over }(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2)
\end{aligned}
\end{aligned}
$$
Thus, in view of Equations $4.37,4.38,4.35 \mathrm{a}$ and 4.33 , we get
$$
\begin{aligned}
& q_o+\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y+\delta / 2)\right}=\frac{1}{2}-\sum_{m=1}^{\infty} p_m \cdot \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y-\frac{t}{2}+\delta / 2\right)\right} \
& \quad \text { over }(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2) \
& \text { and } q_o+\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{2 \pi n}{\lambda}(y+\delta / 2)\right}=\frac{1}{2}
\end{aligned}
$$
over $(-\delta / 2) \leq y \leq(t / 2-\delta / 2)$ and $(s+t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(\lambda-\delta / 2)$
Therefore, the Fourier coefficient $q_0$ is found as
$$
\begin{aligned}
& q_o=\frac{1}{\lambda} \cdot\left[\frac{1}{2} \int_{(-\delta / 2)}^{(\lambda-\delta / 2)} d y-\sum_{m=1}^{\infty} p_m \cdot \int_{(t / 2-\delta / 2)}^{(s+t / 2-\delta / 2)} \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y-\frac{t}{2}+\frac{\delta}{2}\right)\right} d y\right] \
& \text { or, } q_o=\frac{1}{2}-\frac{s}{\lambda} \cdot \sum_{M=1}^{\infty} p_M \cdot \frac{[1-\cos (M \pi)]}{M \pi}
\end{aligned}
$$

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Arbitrary Orientation of Tooth and Slot

考虑图4.3所示的相同的双开槽。两个等势面齿心相距一段距离$\delta$，其中$0 \leq \delta \leq \lambda / 2$。对于$\delta=0$，取向将是齿对齿，对于$\delta=\lambda / 2$，将导致齿对槽取向。设转子和定子铁槽面磁势分别为$-1 / 2$和$+1 / 2 \mathrm{~m}$ .k.s。

单位分别。定子槽1的静磁电位分布为
$$
\begin{aligned}
\mathcal{V}= & \frac{1}{2}-\sum_{m=1}^{\infty} p_m \cdot \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y-\frac{t}{2}+\frac{\delta}{2}\right)\right} \cdot e^{+(m \pi / s)(z+g / 2)} \
& \operatorname{over}(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2)
\end{aligned}
$$
并在转子槽2
$$
\begin{aligned}
\mathcal{V}2= & -\frac{1}{2}-\sum{m=1}^{\infty} p_m \cdot \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y+\frac{t}{2}-\frac{\delta}{2}\right)\right} \cdot e^{-(m \pi / s)(z-g / 2)} \
& \text { over }(-s-t / 2+\delta / 2) \leq y \leq(-t / 2+\delta / 2)
\end{aligned}
$$
请注意，这两个表达式中涉及的是同一组任意常数$p_m$。

两个气隙表面的标量磁势沿$y$方向呈周期性分布，其周期等于槽距$\lambda$。对于$\delta=0$，这些分布是$y$的偶函数，对应于牙齿对牙齿的方向。此外，由于$\delta=\lambda / 2$对应于齿对槽方向，如果将原点移位到与齿轴重合，即将$y$替换为$(y \pm \delta / 2)$，则气隙表面上的电位分布将再次为$y$的偶函数。因此，这些分布可以由下面的傅立叶级数展开给出:
$$
\left.\mathcal{V}o\right|{z=-g / 2}=q_o+\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y+\delta / 2)\right}
$$
和
$$
\left.\mathcal{V}o\right|{z=g / 2}=-q_o-\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{2 \pi n}{\lambda}(y-\delta / 2)\right}
$$
其中$q_n$表示一组任意常数。因此，气隙区域的标量磁势分布为
$$
\begin{aligned}
\mathcal{V}0= & -q_0 \cdot \frac{2 z}{g}-\sum{n=1}^{\infty} q_n \cdot\left[\cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y-\delta / 2)\right} \cdot \frac{\sinh {(n 2 \pi / \lambda)(z+g / 2)}}{\sinh ((2 \pi n / \lambda) \cdot g)}\right. \
& \left.+\cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y+\delta / 2)\right} \cdot \frac{\sinh {(n 2 \pi / \lambda)(z-g / 2)}}{\sinh ((2 \pi n / \lambda) \cdot g)}\right]
\end{aligned}
$$
气隙电位$\mathcal{V}_0$的表达式满足上述要求。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Evaluation of Arbitrary Constants

式4.33、4.34、4.36中涉及的任意常数$p_m, q_o$、$q_n$可采用以下边界条件求值:
$$
\begin{aligned}
\begin{aligned}
\left.\mathcal{V}\right|{z=-g / 2}= & \left.\mathcal{V}\right|{z=-g / 2} \quad \text { over }(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2) \
= & 1 / 2 \operatorname{over}(-\delta / 2) \leq y \leq(t / 2-\delta / 2) \
& \text { and }(s+t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(\lambda-\delta / 2) \
\left.\frac{\partial \mathcal{V}0}{\partial z}\right|{z=-g / 2}= & \left.\frac{\partial \mathcal{V}1}{\partial z}\right|{z=-g / 2} \quad \text { over }(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2)
\end{aligned}
\end{aligned}
$$
因此，根据公式$4.37,4.38,4.35 \mathrm{a}$和4.33，我们得到
$$
\begin{aligned}
& q_o+\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{n 2 \pi}{\lambda}(y+\delta / 2)\right}=\frac{1}{2}-\sum_{m=1}^{\infty} p_m \cdot \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y-\frac{t}{2}+\delta / 2\right)\right} \
& \quad \text { over }(t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(s+t / 2-\delta / 2) \
& \text { and } q_o+\sum_{n=1}^{\infty} q_n \cdot \cos \left{\frac{2 \pi n}{\lambda}(y+\delta / 2)\right}=\frac{1}{2}
\end{aligned}
$$
通过$(-\delta / 2) \leq y \leq(t / 2-\delta / 2)$和$(s+t / 2-\delta / 2) \leq y \leq(\lambda-\delta / 2)$
因此，傅里叶系数$q_0$为
$$
\begin{aligned}
& q_o=\frac{1}{\lambda} \cdot\left[\frac{1}{2} \int_{(-\delta / 2)}^{(\lambda-\delta / 2)} d y-\sum_{m=1}^{\infty} p_m \cdot \int_{(t / 2-\delta / 2)}^{(s+t / 2-\delta / 2)} \sin \left{\frac{m \pi}{s}\left(y-\frac{t}{2}+\frac{\delta}{2}\right)\right} d y\right] \
& \text { or, } q_o=\frac{1}{2}-\frac{s}{\lambda} \cdot \sum_{M=1}^{\infty} p_M \cdot \frac{[1-\cos (M \pi)]}{M \pi}
\end{aligned}
$$

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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。

如果你也在 怎样代写电磁学Electromagnetism 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。电磁学Electromagnetism是物理学的一个分支，涉及到对电磁力的研究，这是一种发生在带电粒子之间的物理作用。电磁力是由电场和磁场组成的电磁场所承载的，它是诸如光这样的电磁辐射的原因。它与强相互作用、弱相互作用和引力一起，是自然界的四种基本相互作用（通常称为力）之一。在高能量下，弱力和电磁力被统一为单一的电弱力。

电磁学Electromagnetism是以电磁力来定义的，有时也称为洛伦兹力，它包括电和磁，是同一现象的不同表现形式。电磁力在决定日常生活中遇到的大多数物体的内部属性方面起着重要作用。原子核和其轨道电子之间的电磁吸引力将原子固定在一起。电磁力负责原子之间形成分子的化学键，以及分子间的力量。电磁力支配着所有的化学过程，这些过程是由相邻原子的电子之间的相互作用产生的。电磁学在现代技术中应用非常广泛，电磁理论是电力工程和电子学包括数字技术的基础。

电磁学Electromagnetism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。最高质量的电磁学Electromagnetism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，因此电磁学Electromagnetism作业代写的价格不固定。通常在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。

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Components of Force

In Equation 3.82 , the coefficients of velocity $v$ can be considered as force densities. Thus,
$$
\mathcal{F}=\sum_{n=1}^7 \mathcal{F}_n
$$
where
$$
\begin{gathered}
\mathcal{F}_1=\rho \boldsymbol{E}^{\prime} \
\mathcal{F}_2=\boldsymbol{J}^{\prime} \times \boldsymbol{B}^{\prime} \
\mathcal{F}_3=\frac{\partial\left(\boldsymbol{D}^{\prime} \times \boldsymbol{B}^{\prime}\right)}{\partial t} \
\mathcal{F}_4=\frac{1}{2} \mu^{\prime}\left{\widehat{\boldsymbol{H}^{\prime}} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \boldsymbol{H}^{\prime}-\boldsymbol{H}^{\prime} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \widehat{\boldsymbol{H}^{\prime}}\right} \
\mathcal{F}_5=\frac{1}{2} \varepsilon^{\prime}\left{\widehat{\boldsymbol{E}}^{\prime} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \boldsymbol{E}^{\prime}-\boldsymbol{E}^{\prime} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \widehat{\boldsymbol{E}}^{\prime}\right} \
\mathcal{F}_6=\frac{1}{2}\left{\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \mu\right) H^{\prime 2}+\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \mu^{\prime}\right)\left(\boldsymbol{H}^{\prime} \cdot \widehat{\boldsymbol{H}^{\prime}}\right)\right} \
\mathcal{F}_7=\frac{1}{2}\left{\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \varepsilon\right) E^{\prime 2}+\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \varepsilon^{\prime}\right)\left(\boldsymbol{E}^{\prime} \cdot \widehat{\boldsymbol{E}^{\prime}}\right)\right}
\end{gathered}
$$

The RHS of Equation 3.83a or of Equations $3.83 \mathrm{~b}$ to $\mathrm{h}$ indicates the following forces:

First term gives Lorentz’s force acting on electric charge due to electric field.

Second term gives Lorentz’s force on current carrying conductor placed in magnetic field. It governs the principle of operation of most general-purpose linear as well as rotating electrical machines, such as induction machines or synchronous machines.

Third term indicates the rate of increase of electromagnetic momentum per unit volume.

Fourth term gives the forces developed due to magnetic hysteresis.

Fifth term gives the forces developed due to dielectric hysteresis.

Sixth term gives force densities due to the space variation of magnetic properties of the medium.

Seventh term gives force densities due to the space variation of dielectric properties of the medium.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Approximation Theorem for Laplacian Field

To obtain a unique solution for the Laplace equation giving the distribution of potential field in a region, certain boundary conditions are required to be satisfied. Often, it may not be possible to exactly satisfy boundary conditions. An exact solution of the Laplace equation that approximately satisfies boundary conditions results in erroneous distribution of potential field in the region.
Consider a solution $V$, for a region of volume $v$, that satisfies boundary conditions approximately. We define absolute error $\alpha$ as
$$
\alpha \stackrel{d e f}{=} V-V_o
$$
where $V_o$ is the solution of the Laplace equation for this region that accurately satisfies the boundary conditions on its bounding surface $s$. The error $\alpha$ is a function of space coordinates of any point in $v$. This error for a point on the bounding surface, $s$, is defined as $\alpha^s$,
$$
\left.\alpha^s \stackrel{\text { def }}{=}\left(V-V_o\right)\right|_s
$$
Another error function $\beta^s$ is defined as the normal derivative of $\alpha$, at the bounding surface $s$
$$
\left.\beta^s \stackrel{\operatorname{def}}{=} \frac{\partial \alpha}{\partial n} a_n\right|_s
$$
Both $\alpha^s$ and $\beta^s$ are functions of coordinates of points on $s$, and $a_n$ is a unit vector normal to the bounding surface $s$.

Let the cumulative error $\epsilon$ (the symbol $\epsilon$ is different from $\varepsilon$ which stands for permittivity) be defined as
$$
\epsilon \stackrel{d e f}{=} \oiint_s\left(\alpha^s \cdot \beta^s\right) \cdot d s
$$

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Components of Force

在式3.82中，速度系数$v$可视为力密度。因此，
$$
\mathcal{F}=\sum_{n=1}^7 \mathcal{F}_n
$$
在哪里
$$
\begin{gathered}
\mathcal{F}_1=\rho \boldsymbol{E}^{\prime} \
\mathcal{F}_2=\boldsymbol{J}^{\prime} \times \boldsymbol{B}^{\prime} \
\mathcal{F}_3=\frac{\partial\left(\boldsymbol{D}^{\prime} \times \boldsymbol{B}^{\prime}\right)}{\partial t} \
\mathcal{F}_4=\frac{1}{2} \mu^{\prime}\left{\widehat{\boldsymbol{H}^{\prime}} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \boldsymbol{H}^{\prime}-\boldsymbol{H}^{\prime} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \widehat{\boldsymbol{H}^{\prime}}\right} \
\mathcal{F}_5=\frac{1}{2} \varepsilon^{\prime}\left{\widehat{\boldsymbol{E}}^{\prime} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \boldsymbol{E}^{\prime}-\boldsymbol{E}^{\prime} \cdot\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla\right) \widehat{\boldsymbol{E}}^{\prime}\right} \
\mathcal{F}_6=\frac{1}{2}\left{\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \mu\right) H^{\prime 2}+\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \mu^{\prime}\right)\left(\boldsymbol{H}^{\prime} \cdot \widehat{\boldsymbol{H}^{\prime}}\right)\right} \
\mathcal{F}_7=\frac{1}{2}\left{\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \varepsilon\right) E^{\prime 2}+\left(-\boldsymbol{a}_v \cdot \nabla \varepsilon^{\prime}\right)\left(\boldsymbol{E}^{\prime} \cdot \widehat{\boldsymbol{E}^{\prime}}\right)\right}
\end{gathered}
$$

式3.83a或式$3.83 \mathrm{~b}$ ～ $\mathrm{h}$的RHS表示以下力:

第一项是由于电场作用于电荷的洛伦兹力。

第二项给出了置于磁场中的载流导体所受的洛伦兹力。它控制着大多数通用线性电机和旋转电机(如感应电机或同步电机)的运行原理。

第三项表示单位体积电磁动量的增加速率。

第四项给出了由于磁滞所产生的力。

第五项是由于介电迟滞而产生的力。

第六项给出了由于介质磁性的空间变化而引起的力密度。

第七项给出由于介质介电性质的空间变化而引起的力密度。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Approximation Theorem for Laplacian Field

给出区域内势场分布的拉普拉斯方程要得到唯一解，需要满足一定的边界条件。通常，不可能完全满足边界条件。近似满足边界条件的拉普拉斯方程的精确解会导致势场在区域内的错误分布。
考虑体积为$v$的区域近似满足边界条件的解$V$。我们定义绝对误差$\alpha$为
$$
\alpha \stackrel{d e f}{=} V-V_o
$$
式中$V_o$为该区域的拉普拉斯方程的解，该解精确地满足边界面上$s$的边界条件。误差$\alpha$是$v$中任意点的空间坐标的函数。边界面上的点$s$的误差定义为$\alpha^s$，
$$
\left.\alpha^s \stackrel{\text { def }}{=}\left(V-V_o\right)\right|_s
$$
另一个误差函数$\beta^s$定义为$\alpha$在边界面$s$处的法向导数
$$
\left.\beta^s \stackrel{\operatorname{def}}{=} \frac{\partial \alpha}{\partial n} a_n\right|_s
$$
$\alpha^s$和$\beta^s$都是$s$上点坐标的函数，$a_n$是垂直于边界面$s$的单位向量。

将累积误差$\epsilon$(符号$\epsilon$与表示介电常数的$\varepsilon$不同)定义为
$$
\epsilon \stackrel{d e f}{=} \oiint_s\left(\alpha^s \cdot \beta^s\right) \cdot d s
$$

物理代写|电磁学代写Electromagnetism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。

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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？
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电磁学Electromagnetism是以电磁力来定义的，有时也称为洛伦兹力，它包括电和磁，是同一现象的不同表现形式。电磁力在决定日常生活中遇到的大多数物体的内部属性方面起着重要作用。原子核和其轨道电子之间的电磁吸引力将原子固定在一起。电磁力负责原子之间形成分子的化学键，以及分子间的力量。电磁力支配着所有的化学过程，这些过程是由相邻原子的电子之间的相互作用产生的。电磁学在现代技术中应用非常广泛，电磁理论是电力工程和电子学包括数字技术的基础。

电磁学Electromagnetism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。最高质量的电磁学Electromagnetism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，因此电磁学Electromagnetism作业代写的价格不固定。通常在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。

avatest™帮您通过考试

avatest™的各个学科专家已帮了学生顺利通过达上千场考试。我们保证您快速准时完成各时长和类型的考试，包括in class、take home、online、proctor。写手整理各样的资源来或按照您学校的资料教您，创造模拟试题，提供所有的问题例子，以保证您在真实考试中取得的通过率是85%以上。如果您有即将到来的每周、季考、期中或期末考试，我们都能帮助您！

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•最快12小时交付 

•200+ 英语母语导师 

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物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Uniqueness Theorem for Maxwell’s Equations

Consider an arbitrary volume $v$, bounded by a closed surface $s$. Let $\left(H_1, E_1, B_1\right.$, $\left.D_1, J_1\right)$ and $\left(H_2, E_2, B_2, D_2, J_2\right)$ indicate two sets of solutions of Maxwell’s equations for this region. The difference fields $H=H_1-H_2, E=E_1-E_2, B=B_1-B_2$, $D=D_1-D_2$ and $J=J_1-J_2$ satisfy Maxwell’s equations as well as all constitutive equations. This field, however, takes no cognizance of any source that might be present in the volume. Thus,
$$
\begin{gathered}
\nabla \times H=J+\frac{\partial D}{\partial t} \
\nabla \times E=-\frac{\partial B}{\partial t} \
B=\mu H \
D=\varepsilon E
\end{gathered}
$$

and
$$
J=\sigma E
$$
where $\mu, \varepsilon$ and $\sigma$ are scalar functions of position with positive real values, while the difference fields $E, H, B, D$ and $J$ are vector functions of position as well as time. Now, consider the identity
$$
-\nabla \cdot(E \times H)=E \cdot(\nabla \times H)-H \cdot(\nabla \times E)
$$
Therefore, in view of Equations 3.29 and 3.30, we get
$$
-\nabla \cdot(\boldsymbol{E} \times \boldsymbol{H})=\boldsymbol{E} \cdot\left(J+\frac{\partial \boldsymbol{D}}{\partial t}\right)+\boldsymbol{H} \cdot \frac{\partial \boldsymbol{B}}{\partial t}
$$
or
$$
-\nabla \cdot(\boldsymbol{E} \times \boldsymbol{H})=\boldsymbol{E} \cdot \boldsymbol{J}+\frac{\partial}{\partial t}\left(\frac{1}{2} \cdot \mu H^2+\frac{1}{2} \cdot \varepsilon E^2\right)
$$
where
$$
H^2=\boldsymbol{H} \cdot \boldsymbol{H}
$$
and
$$
E^2=E \cdot E
$$
are scalar functions of position and time with zero or positive values.

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Helmholtz Theorem

If scalar and vector source densities of a differentiable vector field $\mathcal{F}$, that vanishes at infinity faster than $1 / r$, are given, the vector field is uniquely specified provided that the source densities are extending over finite distances. Let the source densities be given as
$$
\nabla \cdot \mathcal{F}=\mathcal{S}
$$
and
$$
\nabla \times \mathcal{F}=\mathcal{V}
$$
Now, if the vector field is not uniquely specified, these equations will be satisfied by, say, $\mathcal{F}_1$ and $\mathcal{F}_2$. Let the difference field be
$$
\mathcal{F}_0=\mathcal{F}_1-\mathcal{F}_2
$$
such that
$$
\nabla \cdot \mathcal{F}_0=0
$$
and
$$
\nabla \times \mathcal{F}_0=0
$$

Therefore, we may define
$$
\mathcal{F}_0 \stackrel{\text { def }}{=} \nabla \varphi
$$
Hence, in view of Equation 3.42,
$$
\nabla^2 \varphi=0
$$
Now
$$
\nabla \cdot(\varphi \nabla \varphi) \equiv \varphi \nabla^2 \varphi+(\nabla \varphi)^2=(\nabla \varphi)^2=\left(\mathcal{F}_0\right)^2
$$

电磁学代写

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Uniqueness Theorem for Maxwell’s Equations

考虑一个任意体积$v$，以一个封闭表面$s$为界。设$\left(H_1, E_1, B_1\right.$, $\left.D_1, J_1\right)$和$\left(H_2, E_2, B_2, D_2, J_2\right)$表示该区域麦克斯韦方程组的两组解。差分场$H=H_1-H_2, E=E_1-E_2, B=B_1-B_2$、$D=D_1-D_2$和$J=J_1-J_2$满足麦克斯韦方程组和所有本构方程。但是，此字段不承认卷中可能存在的任何来源。因此，
$$
\begin{gathered}
\nabla \times H=J+\frac{\partial D}{\partial t} \
\nabla \times E=-\frac{\partial B}{\partial t} \
B=\mu H \
D=\varepsilon E
\end{gathered}
$$

和
$$
J=\sigma E
$$
其中$\mu, \varepsilon$和$\sigma$为位置的标量函数，实数为正，差分场$E, H, B, D$和$J$为位置和时间的矢量函数。现在，考虑一下恒等式
$$
-\nabla \cdot(E \times H)=E \cdot(\nabla \times H)-H \cdot(\nabla \times E)
$$
因此，根据式3.29和3.30，我们得到
$$
-\nabla \cdot(\boldsymbol{E} \times \boldsymbol{H})=\boldsymbol{E} \cdot\left(J+\frac{\partial \boldsymbol{D}}{\partial t}\right)+\boldsymbol{H} \cdot \frac{\partial \boldsymbol{B}}{\partial t}
$$
或
$$
-\nabla \cdot(\boldsymbol{E} \times \boldsymbol{H})=\boldsymbol{E} \cdot \boldsymbol{J}+\frac{\partial}{\partial t}\left(\frac{1}{2} \cdot \mu H^2+\frac{1}{2} \cdot \varepsilon E^2\right)
$$
在哪里
$$
H^2=\boldsymbol{H} \cdot \boldsymbol{H}
$$
和
$$
E^2=E \cdot E
$$
是位置和时间的标量函数，其值为零或正值。

物理代写|电磁学代写Electromagnetism代考|Helmholtz Theorem

如果给定一个可微矢量场$\mathcal{F}$的标量和矢量源密度，它在无穷远处比$1 / r$消失得快，则在源密度在有限距离上扩展的情况下，该矢量场是唯一指定的。令源密度为
$$
\nabla \cdot \mathcal{F}=\mathcal{S}
$$
和
$$
\nabla \times \mathcal{F}=\mathcal{V}
$$
现在，如果向量场不是唯一指定的，这些方程将由$\mathcal{F}_1$和$\mathcal{F}_2$来满足。让差场存在吧
$$
\mathcal{F}_0=\mathcal{F}_1-\mathcal{F}_2
$$
这样
$$
\nabla \cdot \mathcal{F}_0=0
$$
和
$$
\nabla \times \mathcal{F}_0=0
$$

因此，我们可以定义
$$
\mathcal{F}_0 \stackrel{\text { def }}{=} \nabla \varphi
$$
因此，根据式3.42，
$$
\nabla^2 \varphi=0
$$
现在
$$
\nabla \cdot(\varphi \nabla \varphi) \equiv \varphi \nabla^2 \varphi+(\nabla \varphi)^2=(\nabla \varphi)^2=\left(\mathcal{F}_0\right)^2
$$

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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。