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固态物理学是通过量子力学、晶体学、电磁学和冶金学等方法研究刚性物质或固体。它是凝聚态物理学的最大分支。
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物理代写|固体物理代写Solid-state physics代考|Direct lattice vectors
The vector positions $\mathbf{R}{1}$ of the lattice points are defined as $$ \mathbf{R}{1}=n_{1} \mathbf{a}{1}+n{2} \mathbf{a}{2}+n{3} \mathbf{a}{3}, $$ where $\left{\mathbf{a}{1}, \mathbf{a}{2}, \mathbf{a}{3}\right}$ are named translation vectors and $n_{1}, n_{2}, n_{3}=0, \pm 1, \pm 2, \pm 3, \ldots$ Translation vectors must not all lie on the same plane. Through equation (2.1) an infinite lattice is generated (for this reason $\mathbf{R}{1}$ is also referred to as lattice vector), with translational invariance: the geometrical situation is just the same if viewed from any two positions $\mathbf{r}$ and $\mathbf{r}^{\prime}$ such that $\mathbf{r}^{\prime}=\mathbf{r}+\mathbf{R}{1}$ as illustrated in figure $2.3$ in the case of a two-dimensional square lattice.
The choice of translation vectors is not unique, as shown in figure 2.4: the same lattice can be equivalently spanned by different sets of translation vectors. We accordingly distinguish between primitive translation vectors and conventional translation vectors following a very simple criterion: if lattice points are found only at the corners of the parallelepiped whose edges are defined by $\left{\mathbf{a}{1}, \mathbf{a}{2}, \mathbf{a}_{3}\right}$, then the translation vectors are primitive. This is the case of the red and blue sets of vectors in figure $2.4$; conversely, the magenta vectors represent a conventional set. Lattices generated by primitive translation vectors are referred to as Bravais lattices. In this case, lattice points closest to a given point are named its nearest neighbours. Their number (necessarily equal for each lattice point because of the translational invarianee property) is a characteristic of the specific Bravais lattice: it is called the coordination number.
The volume $V_{\mathrm{c}}$ of the parallelepiped defined by the translation vectors $\left{\mathbf{a}{1}, \mathbf{a}{2}, \mathbf{a}{3}\right}$ is $$ V{\mathrm{c}}=\left|\mathbf{a}{1} \cdot \mathbf{a}{2} \times \mathbf{a}_{3}\right|,
$$
物理代写|固体物理代写Solid-state physics代考|Bravais lattices
Translational invariance represents the dominant structural feature of any crystal, largely dictating its physics. Nevertheless, it is not the only operation taking the lattice in itself. For instance, let us consider the face-centred cubic lattice shown in figure $2.5$ : it is easy to recognise that any rotation of a $\pi / 2$ angle about a line normal to a face and passing through its centre leaves the lattice unchanged. Similarly, a reflection in any plane defined by the cube faces takes the lattice in itself. These are just simple examples of non-translational symmetry operations: their full description is the core business of crystallography [4-7]. Here we limit ourselves to defining some general features allowing for the classification of the Bravais lattices.
First of all, we understand that all the operations we are dealing with are rigid, that is, they do not change the distance between lattice points. In other words, we are not considering deformations. Under this constraint, we can distinguish between pure translations and other operations that leave just one lattice point fixed. For example, imagine a two dimensional square lattice and a rotation of a $\pi / 2$ angle about a line normal to the plane and passing through a lattice point. It is a key result of crystallography that by combining a translation with an action leaving just one lattice point fixed we get a symmetry operation for the selected lattice. We do not formally prove this result, but the graphical example shown in figure $2.6$ makes it plausible. In summary, all operations taking a lattice in itself are either pure translations or leave a particular lattice point fixed or are a combination of the two.

固体物理代写
物理代写|固体物理代写Solid-state physics代考|Direct lattice vectors
向量位置 $\mathbf{R} 1$ 的格点定义为
$$
\mathbf{R} 1=n_{1} \mathbf{a} 1+n 2 \mathbf{a} 2+n 3 \mathbf{a} 3,
$$
在哪里 \1eft 的分隔符缺失或无法识别 被命名为平移向量和 $n_{1}, n_{2}, n_{3}=0, \pm 1, \pm 2, \pm 3, \ldots$ 平移向量不能全部位于同一平面上。通过等式 (2.1) 生成了一个无限晶格(因此 $\mathbf{R} 1$ 也称为格向量),具有平移不变性:从任意两个位置看几何情况都是一样的 $\mathbf{r}$ 和 $\mathbf{r}^{\prime}$ 这样 $\mathbf{r}^{\prime}=\mathbf{r}+\mathbf{R} 1$ 如图所示 $2.3$ 在二维方格的情况 下o
平移向量的选择不是唯一的,如图 $2.4$ 所示: 同一个格可以被不同的平移向量集等效地跨越。因此,我们遵循一个非常简单的标准来区分原始平移向量和常规平 移向量: 如果仅在平行六面体的角上找到格点,其边缘由下式定义 1 left 的分隔符缺失或无法识别
,则平移向量是原始的。这是图中红色和蓝色 向量集的情况2.4; 相反,洋红色向量代表一个传统的集合。由原始平移向量生成的格称为 Bravais 格。在这种情况下,最接近给定点的格点被命名为它的最近邻。 它们的数量 (由于平移不变特性,对于每个晶格点来说必然相等) 是特定布拉维晶格的一个特征:它被称为配位数。
音量 $V_{\mathrm{c}}$ 由平移向量定义的平行六面体\1eft 的分隔符缺失或无法识别
$$
V \mathrm{c}=\left|\mathbf{a} 1 \cdot \mathbf{a} 2 \times \mathbf{a}_{3}\right|,
$$
物理代写|固体物理代写Solid-state physics代考|Bravais lattices
平移不变性代表了任何晶体的主要结构特征,很大程度上决定了它的物理特性。然而,它并不是唯一采用晶格的操作。例如,让我们考虑如图所示的面心立方晶格2.5: 很容易识别出任何旋转圆周率/2围绕与面法线并通过其中心的线的角度使晶格保持不变。类似地,由立方体面定义的任何平面中的反射都采用晶格本身。这些只是非平移对称操作的简单示例:它们的完整描述是晶体学的核心业务 [4-7]。在这里,我们限制自己定义一些允许 Bravais 格子分类的一般特征。
首先,我们了解我们处理的所有操作都是刚性的,即它们不会改变格点之间的距离。换句话说,我们没有考虑变形。在这种约束下,我们可以区分纯平移和仅保留一个格点固定的其他操作。例如,想象一个二维方格和一个旋转圆周率/2围绕垂直于平面并通过格点的线的角度。晶体学的一个关键结果是,通过将平移与仅保留一个晶格点固定的动作相结合,我们可以获得所选晶格的对称操作。我们没有正式证明这个结果,但是如图所示的图形示例2.6使它合理。总而言之,所有采用格子本身的操作要么是纯平移,要么是固定特定的格点,或者是两者的组合。

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金融工程代写
金融工程是使用数学技术来解决金融问题。金融工程使用计算机科学、统计学、经济学和应用数学领域的工具和知识来解决当前的金融问题,以及设计新的和创新的金融产品。
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非参数统计指的是一种统计方法,其中不假设数据来自于由少数参数决定的规定模型;这种模型的例子包括正态分布模型和线性回归模型。
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广义线性模型(GLM)归属统计学领域,是一种应用灵活的线性回归模型。该模型允许因变量的偏差分布有除了正态分布之外的其它分布。
术语 广义线性模型(GLM)通常是指给定连续和/或分类预测因素的连续响应变量的常规线性回归模型。它包括多元线性回归,以及方差分析和方差分析(仅含固定效应)。
有限元方法代写
有限元方法(FEM)是一种流行的方法,用于数值解决工程和数学建模中出现的微分方程。典型的问题领域包括结构分析、传热、流体流动、质量运输和电磁势等传统领域。
有限元是一种通用的数值方法,用于解决两个或三个空间变量的偏微分方程(即一些边界值问题)。为了解决一个问题,有限元将一个大系统细分为更小、更简单的部分,称为有限元。这是通过在空间维度上的特定空间离散化来实现的,它是通过构建对象的网格来实现的:用于求解的数值域,它有有限数量的点。边界值问题的有限元方法表述最终导致一个代数方程组。该方法在域上对未知函数进行逼近。[1] 然后将模拟这些有限元的简单方程组合成一个更大的方程系统,以模拟整个问题。然后,有限元通过变化微积分使相关的误差函数最小化来逼近一个解决方案。
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