A Landauer szemléletmód
|
|
- Lilla Bogdánné
- 4 évvel ezelőtt
- Látták:
Átírás
1 rész I A Landauer szemléletmód A Landauer elmélet alapvet üzenete hogy egy nanoszerkezetben mért vezet képesség direkt kapcsolatban áll a nanoszerkezet kvantummechanikai szórási tulajdonságaival. Ebben a fejezetben röviden felelevenítjük Landauer gondolatmenetét. El ször is képzeljünk el két töltés tartály-t amelyek között egy kis δµ kémiai potenciál különbség van. Kösse össze ezt a két tartályt egy ideális egydimenziós vezeték. Ekkor a vezetéken meginduló δi áram a következ alakot ölti δi = ev n δµ. (1) E Itt v az elektronok sebessége, e az elektron töltése illetve n/ E a vezeték állapot s r sége. Az állapots r séget hullámszám térben kifejezve kapjuk hogy: n E = n k k E = 1 1 2π v. (2) Tehát az áram kifejezése a δi = e e2 δµ = δv, (3) h h alakra egyszer södik. Ha az ideális vezeték egy szórási tartományon keresztül köti össze a két töltés tartályt akkor a töltések csak valamilyen T transzmissziós valószín séggel tudnak eljutni a célig. Azaz az áram δi = e2 T δv (4) h alakú lesz. Ebb l a kifejezésb l le tudjuk olvasni a kis feszültségek esetén mért vezet képességet: G = e2 T. (5) h Ez a Landauer formula. Ha a szórási tartomány-t egy S szórás mátrixal jellemezzük aza akkor a transzmissziós valószín ség és a szórásmátrix transzmissziós amplitúdói közt az ismert T = i,j t i,j 2 = Tr(t t) (6) kapcsolat áll fenn. rész II Egy dimenziós diszkrét szórásprobléma Ebben a fejezetben a legegyszer bb egy dimenziós szórásproblémákat fogjuk vizsgálni egy diszkrét rácson. A probléma megoldását Green függvények segítségével keressük. El ször egy végtelen lánc Green függvényét számítjuk ki majd ebb l megfelel peremfeltételek segítségével felírjuk a félvégtelen lánc Green függvényét. A félvégtelen lánc Green függvényének birtokában megoldunk néhány alapvet szórásproblémát. 1. Végtelen és félvégtelen lánc Green függvénye Kezdjük a Schrödinger egyenlettel: (EÎ Ĥ)Ψ = 0 (7) Tegyük fel hogy a vizsgált rendszer egy egydimenziós lineáris lánc ɛ 0 on-site energiával és γ hoppingal és a rácsállandóval. Kiírva (7)-t kapjuk hogy ɛ 0 ψ p γψ p+1 γψ p 1 = Eψ p. (8) Tegyük fell hogy a hullámfüggvény síkhullám alakban kereshet ψ p = e i kap. (9) Itt k a hullámszám. Átskálázva a rendszer hosszát 1/a-val új hullámszámot vezethetünk be k = ka. Behelyettesítve a fenti ansatz-ot (8)-be kapjuk a E = ɛ 0 2γ cos(k) (10)
2 2 diszperziós relációt, illetve a csoportsebességet v = 1 E k = 1 2γ sin(k). (11) A továbbiakban fontos szerepe lesz a (7) Schrödinger egyenlethez tartozó Green függvénynek. A Green függvény deníciója: (EÎ Ĥ)Ĝ = Î. (12) Tehát Ĝ egy, operátor mint maga Ĥ. Vegyük észre hogy a Green függvény egyes oszlopai (mátrix reprezentációban) egy (7)-hez hassonló Schrödinger egyenletet elégítenek ki egy forrás tag jelenlétében (Ez folytonos esetben egy Dirac delta potenciálnak felel meg). Számítsuk ki a (8)-hez tartozó Green függvényt! A Green egyenlet erre a problémára az (E ɛ 0 )G p,q + γ(g p+1,q + G p 1,q ) = δ pq (13) alakot ölti. Amint ezt fentebb is említettük ez az egyenlet nem más mint egy Schrödinger egyenlet egy forrástag jelenlétében. Keressük (13) megoldását a forrásból kiinduló síkhullám alakjában. (Vegyük észre, ez nem a legáltalánosabb alak... kereshetnénk a megoldást a forrás felé propagáló síkhullám alakjában is. De err l majd kés bb.) Legyen tehát G p,q = A e ik(p q) p q G p,q = A + e +ik(p q) p q. (14) Vegyük észre hogy ez az ansatz kielégíti a (13) Green egyenletet ha q p. Az A ± eggyütthatókat a Green függvény q = p-beli folytonosságából és a Green egyenlet q = p helyen történ kielégítéséb l határozzuk meg. Egyszer behelyettesítéssel kapjuk a folytonossági kritériumból hogy A + = A = A. (15) A (13) Green egyenlet a (14) ansatz-al pedig a következ alakot ölti: Behelyettesítve a (10) diszperziós relációt ez tovább alakítható (E ɛ 0 )A + 2γAe ik = 1. (16) 2Aγ cos(k)a + 2γAe ik = Aγ(e ik e ik ) = Ai2γ sin(k) = Ai v = 1. (17) Az utolsó lépésben (11) alapján helyettesítettük be a csoport sebességet. Ezzel a végtelen egy dimenziós lánc Green függvénye a G p,q = i v eik p q (18) kompakt alakot ölti. Ez a probléma retardált Green függvénye, ha a pontforrástól kiinduló síkhullámok helyett a pontforrás felé haladó síkhullámokat tételezünk fel, akkor egy hasonló kifelyezéshez jutunk G A p,q = i v e ik p q, (19) ez a probléma avanzsált Green függvénye. A továbbiakban csak a retardált Green függvényt fogjuk használni, s ezért elhagyjuk a retardált jelz t. Ezután szükségünk lesz egy félvégtelen lánc Green függvényére. Ezt a végtelen lánc Green fügvényéb l származtatjuk. Vegyük észre hogy ha a (18) Green függvényhez hozzá adunk egy hullámfüggvényt ami teljesíti a (8) Schrödinger egyenletet akkor a kapott objektum szintén teljesíteni fogja a Green egyenletet. Keressük tehát egy olyan lánc Green függvényét melyb l az p p 0 rácspontok hiányoznak a következ alakban: G l p,q = G p,q + φ p0,q p (20) Mivel retardált Green függvényt keresünk a φ p0,q p hullámfüggvényt a φ p0,q p = Be ikp (21) alakú. A B együtthatót a G l p 0,q = 0, q p 0 peremfeltétel kielégítésével tudjuk meghatározni, azaz Tehát a keresett együttható és keresett hullámfüggvény pedig 0 = G l p 0,q = i v eik(p0 q) + Be ikp0. (22) B = i v eik(2p0 q), (23) φ p0,q p = i v e ik(p 2p0+q). (24) A Green függvény a lánc utolsó pontján a következ egyszer alakra hozható a (11) csoportsebesség segítségével G l p 0 1,p 0 1 = i v + i v eik2 = eik (e ik e ik ) = eik 2iγ sin(k) γ. (25) Ennek az eredménynek, amint kés bb látni fogjuk, fontos gyakorlati jelent sége van.
3 2. A szórásprobléma Green függvénye I q II 1. ábra. Szórás probléma két vezetékkel (I és II). A nyilak a q pontban történ gerjesztés hatására kiinduló hullámokat ábrázolják. Ebben a fejezetben két egydimenziós vezeték (I és II) közötti szórásprobléma Green függvényét fogjuk meghatározni szórási hullámfüggvények segítségével. A probléma geometriai elrendezését az 1. ábrán láthatjuk. Válaszuk mind a két vezetékben a koordináta rendszert úgy hogy be tartsanak és az els koordináta a 0 legyen. Legyen továbbá mind a két vezeték egydimenziós lánc ɛ β on-site energiával és γ β hoppingal. Mind a két vezetékben külön külön bevezethetünk a szórási tartomány felé illetve a szórási tartománytól távolodó állapotokat. Jelölje ezeket wp β±, ahol β {I, II}, + a szórási tartomány felé haladó illetve a szórási tartománytól távolodó állapotnak felel meg. Ezek ahogy azt fennt látuk síkhullám alakúak melyeket leosztunk a hozzájuk tartozó csoportsebesség gyökével, hogy egységnyi részecske uxust képviseljenek, azaz w β± p = e±ikp. (26) v β k Ezekb l felépíthetjük a rendszerben jelen lév szórási hullámfüggvények komponenseit a vezetékekben az alábbi módon: φ β p p α = δ α,β wp α+ + S α,β wp α. (27) Itt bevezettük az S α,β szórás mátrixot. Mivel a wp β± hullámfüggvények uxus normáltak ezért a szórási mátrix unitér. A szórási mátrix diagonális elemei a reexiós r β,β = S β,β, az o-diagonális elemei pedig a transzmissziós t α,β = S α,β szórási amplitúdók. Keressük a szórásprobléma Green függvényét a következ alakban: illetve G p,q = A s φ II p φ I q p q, q I, G p,q = A s φ I pφ II q p q, vagy p II, q I, (28) G p,q = B s φ I pφ II q p q, q II, G p,q = B s φ II p φ I q p q, vagy p I, q II. (29) Az A s és B s együtthatókat a (12) Green egyenlet p = q beli kielégítéséb l tudjuk meghatározni. Határozzuk meg el ször A s -t! A kielégítend Green egyenlet a következ alakot ölti: (E ɛ I )A s φ II p φ I p + γ I A s (φ II p 1φ I p + φ I p+1φ II p ) = 1. (30) Kihasználva hogy a φ β p szórási hullámfüggvények a Schördinger egyenlet megoldásai a vezetékekben kapjuk, hogy Kivonva (30)-b l (31)-t : (A s φ II p ) (E ɛ I )φ I p + γ I (φ I p 1 + φ I p+1) ] = 0. (31) γ I A s (φ II p 1φ I p φ I p 1φ II p ) = 1 γ I A s t 1,2 (w I p 1 )(wp I+ + r 1,1 wp I ) (wp 1 I+ + r 1,1wp 1 I )(wi p ) ] = 1 (32) γ I A s t 1,2 (w I p 1 )(wp I+ ) (wp 1 I+ )(wi p ) ] = 1
4 A wp β± hullámfüggvények (26) deníciói segítségével ez tovább alakítható: azaz A s t 1,2 γ I v I k e ik e ik] = i A st 1,2 2γ I sin(k) v I k Hassonló módon kapjuk a másik vezetékben kielégítve a Green egyenletet hogy = ia s t 1,2 = 1, (33) A s = i t 1,2. (34) B s = i t 2,1. (35) Vezessük be a β p jelölést a β-val jelölt vezetékek koordinátáinak indexelésére! Írjuk fel a Green függvényt a vezetékek felületén! Ebb l a reexiós amplitudót kifejezve kapjuk Hasonlóan tehát G I0,I 0 = i φ I I t 0 φ II I 0 = i 1,2 G II0,I 0 (1 + r 1,1 ) t 1,2 v I k t 1,2 v I k. (36) r 1,1 = i v I kg I0,I 0 1. (37) = i φ I II t 0 φ II I 0 = i t 2,1 1,2 t 1,2 t 2,1 = i Hasonlóképpen kapjuk a fennmaradó két szórási amplitúdót: v II k r 2,2 = i v II k G II0,II 0 1, illetve t 1,2 = i vk II t 1,2, (38) vk I v I k G II 0,I 0. (39) v II k v I k G I 0,II 0. (40) A (37),(39) és (40) egyenletek tömörebb alakban írva kapjuk a S α,β = i vk α v β k G α 0,β 0 δ α,β (41) Fisher-Lee relációt ami egy szórás probléma felületi Green függvényét köti össze a megfelel szórási amplitúdókkal. (HF: Ellen rizzük hogy S valóban unitér!) 3. Felületi Green függvények és a Dyson-egyenlet Ebben a fejezetben megvizsgáljuk a szórásprobléma felületi Green függvénye illetve a szétcsatolt rendszer vezetékeinek felületi Green függvénye közti kapcsolatát. Induljunk ki a teljes szórásprobléma Green egyenletéb l illetve a szétkapcsolt szórásprobléma Green egyenletéb l: (EÎ Ĥ0 Ĥ1)Ĝ = Î, (42) Beszúrva a Ĝ0Ĝ 1 0 = Î egységoperátort (42)-be és kihasználva (43)-t kapjuk hogy Ezt balról szorozva Ĝ0-al: Amib l következik a Dyson egyenlet: (EÎ Ĥ0)Ĝ0 = Î. (43) ((EÎ Ĥ0)Ĝ0Ĝ 1 0 Ĥ1)Ĝ = Î, (44) (Ĝ 1 0 Ĥ1)Ĝ = Î. (45) (Î Ĝ0Ĥ1)Ĝ = Ĝ0. (46) Ĝ = (Î Ĝ0Ĥ1) 1 Ĝ 0 = (Ĝ 1 0 Ĥ1) 1 (47) Kihasználva Ĥ1 szórás problémabeli struktúráját (csak a szórási tartomány felülete és a vezetékek felülete között nem zérus) belátható hogy a teljes Green függvény Ĝ felületi részére ĝ-re is teljesül a Dyson-egyenlet, azaz ĝ = (ĝ 1 0 ĥ1) 1, (48) ahol ĝ 0 a szétkapcsolt rendszer felületi Green függvénye illetve ĥ1 a Ĥ1 operátor nemzérus része.
5 4. Néhány egyszer példa A fentiekben beláttuk hogy a ĝ 0 felületi Green-függvény és ĥ1 ismeretében a szórás mátrix meghatározása gyakorlatilag két véges mátrix invertálására redukálódik. Ebben a fejezetben gyakorlás képp megvizsgálunk néhány egyszer feladatot Potenciál lépcs és szakadás 2. ábra. Potenciál lépcs egy láncon Vizsgáljuk meg a 2. ábrán felvázolt szórásproblémát! Legyen tehát két vezeték melyeket rendre ɛ 1 és ɛ 2 on-site potenciál jellemez, illetve mind a kett ben legyen a hopping γ. Kösse ket össze egy α hopping. Ekkor a diszperziós reláció a két vezetékben az alakot ölti. A Green-függvény pedig (48)alapján ( γe ik 1 α g = α E = ɛ 1 2γ cos(k 1 ) = ɛ 2 2γ cos(k 2 ) (49) γe ik2 ) 1 = 1 ( γe ik 2 α α 2 γ 2 e i(k1+k2) α γe ik1 A (41) Fisher-Lee relációkból pedig a transzmissziós illetve a reexiós amplitúdókra kapjuk hogy illetve γe ik2 ). (50) r 1,1 = i2γ sin(k 1 ) 1, (51) α 2 γ 2 e i(k1+k2) t 2,1 = i2γ α sin(k 1 ) sin(k 2 ). (52) α 2 γ 2 e i(k1+k2) Ahogy azt már a Fisher-Lee relációkból is lehet sejteni a transzmisszió zérus illetve a reexió egy ha bármely vezetékben a sáv szélén vagyunk, azaz E = ɛ 1,2 ± 2γ. Továbbá az is tisztán látszik hogy a transzmisszió mindig zérus ha a két vezeték szét van csatolva azaz α = 0. (HF: Lássuk be hogy t 2,1 2 + r 1,1 2 = 1, illetve hogy r 1,1 2 = 1 ha valamelyik k képzetes. Magyarázuk az eredményeket!) 4.2. Breit-Wigner rezonancia 3. ábra. Rezonáns állapoton történ szórás. Vizsgáljuk meg a 3. ábrán felvázolt szórásproblémát! Azaz legyen két vezeték egy ɛ 1 on-site energiájú rezonáns állapothoz csatolva γ L illetve γ R hoppingal. Vegyünk továbbá γ = 1 illetve ɛ 0 = 0 értékekkel jellemezett vezetékeket. A diszperziós reláció most mind a két vezetékben ugyan az: A Green-függvény a vezetékek felületén illetve a rezonancia helyén a g = E = 2 cos(k). (53) e ik 0 γ L 0 e ik γ R γ L γ R E ɛ 1 alakot ölti. Vizsgáljuk a rendszer transzmissziós együtthatóját! A megfelel transzmissziós amplitudó t 2,1 = i2 sin(k)g 2,1 = 1 2ie 2ik γ L γ R sin(k) e ik (γl 2 + γ2 R ) + (E ɛ 1) = 2ie 2ik γ L γ R sin(k) i sin(k) (γl 2 + γ2 R ) + (E ɛ 1). (55) (54)
6 T Figure 4: Breit-Wigner rezonancia Γ L = Γ R = 0.01 (piros vonal), Γ L = Γ R = 0.02 (kék szaggatott vonal) és Γ L = 0.05, Γ R = 0.01 (zöld pöttyözött vonal) esetén. Mind a három esetben ɛ 1 = 0. E Ahol bevezettük a renormalizált rezonáns energiát: A transzmissziós valószín ség tehát a a jól ismert Breit-Wigner alakra hozható: ɛ 1 = ɛ 1 - cos(k) ( γ 2 L + γ 2 R). (56) T = tt = 4Γ L Γ R (E ɛ 1 ) 2 + (Γ L + Γ R ) 2. (57) A Γ L,R együtthatók pedig Γ L,R = γ 2 L,R sin(k) = γ2 L,R 1 E2 /4. Látjuk tehát hogy az eredeti ɛ 1 rezonancia a vezetékek hatására kiszélesedik illetve eltolódik. Néhány paraméter értékre a 4. ábra tartalmazza a megfelel transzmissziós együtthatókat Fano rezonancia és a decimálás 5. ábra. Szórás egy rezonáns állapoton egy oldalcsoporttal. Ebben az utolsó példában vizsgáljuk meg az 5. ábrán vázolt szórás problémát. A transzmissziós együtthatót meghatározhatnánk a már ismert úton, felírva a felületi Green-függvényekre vonatkozó Dyson-egyenletet és invertálva a megfelel 4 4-es mátrixot. Ez az út egyre bonyolultabb és egyre nagyobb mátrixok invertálásához vezet. Érdemes tehát valahogyan redukálni az invertálandó mátrix méretét. Induljunk ki ismét egy általános Schrödinger egyenletb l: H ij ψ j = Eψ i. (58) j Ezt i = l- esetére kírva ki tudjuk fejezni a l-edik pontban a hullámfüggvény értékét: H lj ψ j + H ll ψ l = Eψ l, ψ l = H lj ψ j. (59) E H ll j l j l
7 T Figure 6: Példa Fano rezonanciára. Mind a három esetben Γ L = Γ R = 0.4,ɛ 1 = 0.0 és ɛ 2 = 0.5, továbbá β = 0.1(zöld pöttyözött vonal), β = 0.2 (piros vonal) és β = 0.5 (kék szaggatott). Mind a három görbe két maximummal rendelkezik és nulla E = 0.5-ra. E Tegyük fel hogy a továbbiakban olyan problémával foglalkozunk amelyben az l-edik pont csak közvetett szerepet kap. (Például ha a 5. ábrán vizsgált rendszerben a két vezeték közti transzmisszió a kérdés az ɛ 2 -es pont ilyen). Ilyen esetekben érdemes ezeket a pontokat kiredukálni a Schrödinger egyenletb l. Ezt a redukációt, vagy más néven decimálást (59) segítségével könnyen megtehetjük. Ha i l a Schrödinger egyenlet a következ alakot ölti j l H ij ψ j + H il ψ l = j l H ij ψ j + H il ahol bevezettük az eektív, vagy decimált Hamilton operátort mint j l H lj E H ll ψ j = j l H ijψ j = Eψ i, (60) H ij = H ij + H ilh lj E H ll. (61) A decimált Hamilton operátor egy kisebb Hilbert-téren hat viszont a spektruma megeggyezik az eredeti Hamiltoni spektrumával. Ez nem más mint egy elegánsan burkolt Gauss-elimináció. Alkalmazva a decimálás technikáját könnyen beláthatjuk hogy a jelen vizsgált szórás probléma transzmissziós együtthatója a (57) Breit-Wigner formulából származtatva a T = tt 4Γ L Γ R = (E ɛ 1 β2 E ɛ 2 ) 2 + (Γ L + Γ R ) 2 (62) alakot ölti. Vegyük észre hogy ez E = ɛ 2 -re mindig azonosan nulla. Továbbá az is látszik hogy két maximum lesz a E = 1 2 ( ɛ 1 + ɛ 2 ± ( ɛ 1 ɛ 2 ) 2 + 4β 2 ) helyeken. Ez a transzmissziós együttható a Fano jelalakra redukálódik ha a két rezonancia távol kerül egymástól és ɛ 2 -vel tartunk az egyik felé. Végezetül néhány paraméterre a 6. ábrán a (62)-nek megfelel néhány jelalakot láthatunk. (63)
8 8 rész III Általánosított vezetékek 5 Végtelen vezetékek Hamilton-operátora és állapotai Az el z fejezetben szigorúan egy dimenziós vezetékeket tárgyaltunk. Ebben a fejezetben kib vítjük a fenti formalizmust általánosított vezetékekre. Vizsgáljuk meg el ször a végtelen vezeték esetét. A Hamilton-operátor egy általános végtelen vezetékre a Ĥ =... H0 H H 1 H 0 H H. 1 H alakot ölti. Itt H 0 illetve H 1 általában egy N N dimenziójú mátrix. Keressük ennek a Hamilton-operátornak a sajátértékeit egy síkhullám és egy N dimenziós vektor szorzataként! Ehhez a hullámfüggvényhez tartozó energia sajátértéket a (64) Ψ = e ikz φ. (65) det(h 0 E I + e ik H 1 + e ik H 1 ) = 0 (66) szekuláris egyenlet megoldásaként, a φ vektorokat pedig a ( ) H 0 + e ik H 1 + e ik H 1 φ = E φ (67) hullámszámfügg Schrödinger egyenlet kielégítésével kapjuk. Tehát minden k hullámszámra rendelkezésünkre fog állni N darab energia érték E n (k) illetve N darab sajátfüggvény φ n (k). Általában egy szórásproblémánál egy fordított feladattal állunk szenben. A részecskék energiája ismert és az adott energiához tartozó hullámszám az ismeretlen mennyiség. Egy lehetséges, ámbár kevéssé praktikus megoldás a fenn említett problémára egy keres allgoritmus allkalmazása az E n (k) értékekre. Ennél sokkal célszer bb ha közvetlenül a hullámszámokra írunk fel egy sajátérték problémát. Legyen e ik φ = θ, ezzel a (66) Schrödinger egyenlet a (H 0 E I) φ +H 1 θ = eik H 1 φ, alakot ölti. Az els sort beszorozva H1 1 -el kapjuk, hogy ( H 1 1 (H 0 E I) H1 1 H 1 I 0 φ 0 θ = e ik θ, (68) ) ( φ θ ) = e ik ( φ θ ). (69) Ez egy sajátérték probléma melynek megoldásai közvetlenül megadják a keresett hullámszámot és a keresett hullámfüggvényeket az energia függvényében. A kés bbiekben szükségünk lesz a megfelel állapotok csoport sebességére is amely a hullámszám és az állapot függvények ismeretében egyszer en kifejezhet : v k = k E = k φ H 0 + e ik H 1 + e ik H 1 φ = = k φ... φ + φ... k φ + i φ e ik H 1 e ik H 1 φ = = i φ e ik H 1 e ik H 1 φ. Vegyük észre hogy a (69) egyenletnek 2N megoldása van. Ezeket célszer két kategória szerint rendezni. El ször is vannak propagáló azaz Im(k) = 0 állapotok illetve lecsng tehát Im(k) 0 állapotok. Továbbá mind a két kategóriában vannak jobbos illetve balos állapotok annak megfelel en hogy csoportsebességük szerint melyik irányba propagálnak illetve hullámszámuk szerint hogyan csengenek le. Ezt a felosztást az alábbi táblázatban foglaljuk össze. bal(n = 1... N) jobb (n = 1... N) propagál v kn < 0 és Im(k) = 0 v kn > 0 és Im(k) = 0 lecseng Im(k) < 0 Im(k) > 0 új index kn B (E), vn B (E), B n (E) kn(e), J vn(e), J J n (E)
9 Itt bevezettük a k µ n, v µ n, µ n jelölést ami µ = J esetén a jobbos állapotok illetve µ = B esetén a balos állapotok megfelel tulajdonságait indexeli. Jegyezzük meg hogy adott energián a µ n általában nem ortogonálisak egymásra. (Szemben az azonos hullámszámhoz tartozó állapotvektorokkal melyek mindig ortogonális rendszert allkotnak.) A µ n -ek ra ortogonális, úgynevezett duális vektorok halmazát az µ n µ m = δ n,m (70) összefüggés deniálja. Vegyük észre hogy gyakorlatban ez egy mátrix invertálással egyenérték. 6 Green-függvények A k µ n, v µ n, µ n mennyiségek segítségével, az egydimenziós esethez hasonlóan elkezdhetjük a végtelen vezeték Green-függvényének kiszámítását. Keressük ezt a következ alakban: A Green-fügvény z = z kontinuitásából következik, hogy G z,z = N eikb p (z z ) B p wp B z z, (71) G z,z = N eikj p (z z ) J p wp J z z. (72) B p N wp B = J p N wp J = µ p w p µ. (73) A (66) Schrödinger-egyenlethez tartozó Green-egyenlet az alakot ölti. Behelyettesítve a (72) ansatz-ot kapjuk, hogy (E I H 0 )G z,z H 1 G z+1,z H 1 G z 1,z = I (74) (E I H 0 ) J n wn J H1 J n e ikj n n=1 Felhasználva hogy a µ n állapotok kielégítik a Schrödinger egyenletet, azaz a Green-egyenlet a n=1 w J n H 1 B ] n e ikb n w B n = I. (75) ] (E I H 0 ) µ n w n µ H 1 µ n e ikµ n w µ n H 1 µ n e ikµ n w µ n = 0, (76) n=1 alakra egyszer södik. A duális vektorok deníciójából egyenesen következik, hogy Ezt behelyettesítve (77)-be: n=1 H 1 most kihasználva (73) azt kapjuk hogy H 1 ] J n e ikj n w J n B n e ikb n w B n = I (77) µ n µ p w p µ = w n µ. (78) ( J n e ikj n N Jn J p ) ( wp J B n e ik Bn N Bn B p )] wp B = I, (79) n=1 H 1 J n e ikj n Jn Bn e ik Bn Bn ] N µ p w p µ = I. (80) Tehát µ p ( N w p µ = n=1 H 1 ] ) 1 J n e ikj n Jn Bn e ik Bn Bn = V 1, (81) azaz a keresett együttható vektorok az egyszer w µ = µp V 1 (82) p
10 10 alakot öltik, amivel a végtelen vezeték Green-függvénye G z,z = N B p e ikb p (z z ) Bp V 1 z z G z,z = N J p e ikj p (z z ) Jp V 1 z z. (83) Amint azt láttuk az egydimenziós szórásproblémánál is, szükségünk lesz a félvégtelen vezeték felületi Green-függvényére. Tegyük fel hogy a vezeték z z 0 darabjai hiányoznak, azaz keressük azt a Green-függvényt melyre G B z 0,z = 0, z 0 z (84) teljesül. Keressük a megoldást a alakban. Tehát G B z,z N = G z,z B p e ikb p z B p (z, z 0 ) (85) G z0,z N = B p e ikb p z0 B p. (86) a (83) Green-függvény alakját és a duális vektorok denícióját felhasználva ez tovább alakítható: G B z,z N J p e ikj p (z0 z ) Jp V 1 = N B p e ikb p z0 B p, (87) Bq e ik B q z0 N J p e ikj p (z0 z ) Jp V 1 = B q, (88) = G z,z N p,q=1 B q e ikb q (z z0) Bq J p e ikj p (z0 z ) Jp V 1. (89) A z = z = z 0 1 felületen tehát a Green-fügvény a G B z 0 1,z 0 1 = I B q e ikb q p,q=1 Bq J p e ikj p Jp ] V 1 (90) alakot ölti. Hasonlóan ha a z z 0 darabok hiányoznak a vezetékb l, azaz akkor a G J z 0,z = 0, z 0 z, (91) G J z,z N = G z,z J p e ikj p z J p (z, z 0 ) (92) ansatzból kapjuk hogy a felületi Green-függvény a ] G J z 0 1,z 0 1 = I J q e ikj q Jq B p e ikj p Bp V 1 (93) alakra hozható. p,q=1 7 A Fisher-Lee relációk álltalánosított vezetékek jelenlétében Amint az egydimenziós esetnél már láttuk, a vezetékek és a szórásitartomány Green-függvényének ismeretében a Dyson egyenlet segítségével meghatározható a szórás probléma Green-függvénye. Ezen Green-függvény ismeretében a Fisher-Lee relációk segítségével kaptuk meg a szórásprobléma S szórási mátrixát. A fennt bevezetett v n, µ µ n, µ p, V mennyiségek és a teljes G Green-függvény ismeretében az S mátrix az alábbi alakot ölti: S αp,β q = α p G α 0,β 0 V β δ α,β β + q v α p. (94) Itt a görög indexek a megfelel vezetékeket jelölik, + jel a szórási tartomány felé haladó, pedig a szórási tartományból érkez állapotokat indexeli. A G α 0,β 0 mennyiségek pedig a teljes Green-függvény megfelel felületi elemeit jelölik. S αp,β q tehát a β- adik vezeték q-adik csatornájából érkez részecske α-adik vezeték p-edik csatornájába történ szórásához tartozó valószín ségi amplitúdó. vq β+
11 8 Gyakran felmerül problémák és orvoslásuk Ebben a részben a fenn tárgyalt formalizmus két alapvet problémáját fogjuk tárgyalni. Az els probléma a H 1 mátrixok invertálásával kapcsolatos, a második probléma az áram operátor és a spektrum degenerált részén felvett alakjából adódik. 8.1 A H 1 probléma 7. ábra. A H 1 probléma illusztrációja. Jelölje a szaggatott vonallal bekerített rész a vezeték elemi celláját. Legyen az on-site energia mindenhol ɛ 0 a hopping pedig γ. Könnyen belátható hogy erre az esetre a H 1 mátrix szingulárisnak adódik. Vegyük észre hogy ha a rendszert széthúzzuk a már jól ismert egydimenziós lánc problémájára jutunk. Vegyük észre hogy a (69) sajátérték probléma megoldásához sükségünk van a H 1 mátrix inverzére. Általában ez a mátrix nem feltétlenül invertálható. Példának okáért vizsgáljuk meg a 7. ábrán vázolt szituációt. Ekkor a H 1 mátrix a ( ) 0 0 H 1 = (95) γ 0 alakot ölti. Ez a mátrix jól láthatóan szinguláris, nem létezik inverze. Egyszer en belátható ha a fels sort kidecimáljuk akkor a probléma az egydimenziós vezeték alakjára hozható ahol az on-site energia illetve a hopping a γ 2 ɛ 0 = ɛ 0 + 2, γ = γ2 (96) E ɛ 0 E ɛ 0 alakot öltik. Általában is igaz az az állítás hogy H 1 invertálhatatlanságából fakadó problémát egy jól kitalált decimálással lehet orvosolni. Els ránézésre azonban nem mindig triviális kitalálni a megfelel decimálási stratégiát. Amint azt a 7. ábra is illusztrálja a H 1 probléma akkor merül fel ha a vezeték valójában kevesebb módust tartalmaz mint ahogy azt els ránézésre vélnénk. Egy általános decimálási procedúra kidolgozását jelent sen megkönnyíti ha képezzük a H 1 mátrix úgynevezett szinguláris érték dekompozícióját, azaz legyen H 1 = UΣV (97) ahol U és V hermitikus mátrixok illetve Σ egy diagonális mátrix nem negatív valós elemekkel. Minden mátrix felbontható ilyen alakban. Könnyen belátható, hogy H 1 szingularitása Σ egy vagy akár több diagonális elemének nulla voltának következménye. Általában a konvenció szerint a Σ diagonális elemei csökken sorrendbe vannak rendezve. Vezessük be a következ unitér transzformációkat: Û =... U V U U., ˆV = 0 0 V 0 0. (98) V Ha Û val eltranszformáljuk a (64) Hamilton operátort akkor H 1 illetve H 0 az alábbi módon transzformálódnak Ha pedig a transzformációt a ˆV operátorral hajtjuk végbe akkor a H 1 = U H 1 U = ΣV U,illetve H 0 = U H 0 U. (99) H 1 = V H 1 V = V UΣ,illetve H 0 = V H 0 V. (100) transzformált mennyiségekre jutunk. Vizsgáljuk azt az esetet amikor a Σ mátrix els n eleme nem zérus a maradék N n pedig nulla. Ekkor ha az Û transzformációt alkalmazzuk a teljes Hamilton-operátorra akkor a transzformált menyiségek a következ struktúrát fogják ölteni ( ) ( ) H H 0 m = 0 W W H0 d,illetve H 1 K L =. (101) 0 0
12 12 Itt H m 0 és K n n-es mátrixok,h d 0 (N n) (N n)-es, W és L pedig n (N n)-es. Figure 8: A H 1 probléma megoldása Û-val való transzformáció decimálás segítségével. Az 8. ábra segítségével könnyen leolvasható hogy miután minden elemi cellában kidecimáltuk a H0 d -vel leírt szabadsági fokokat az új H 0 = H0 m + W (EI H0 d ) 1 W + L(EI H0 d ) 1 L, (102) H 1 = K + L(EI H0 d ) 1 W (103) mennyiségek segítségével már nem ütközünk invertálási problémákba. Ha ˆV vel transzformáljuk a Hamilton-operátort akkor a transzformált mennyiségek struktúrája ( ) ( ) H H 0 m = 0 W W H0 d,illetve H 1 K 0 = L 0 (104) lesz. Ezekb l decimálás után a H 0 = H m 0 + W (EI H d 0 ) 1 W + L (EI H d 0 ) 1 L, (105) H 1 = K + W (EI H d 0 ) 1 L (106) redukált Hamilton-operátort kapjuk Az áram operátor és a spektrum degenerált alterei. Felírva a (64) Hamilton-operátorhoz tartozó áramoperátort belátható hogy az adott energián jelenlév síkhullám jelleg állapotok lineárkombinációja diagonalizálják azt, feltéve hogy egy adott energián egy adott hullámszámhoz csak egy állapot tartozik. Ekkor a Ψ = α p e ikpz φ p. (107) p alakú állapot α 2 áramot képvisel. Ha egy adott k hullámszámhoz több állapot is tartozik akkor a fennti lineárkombináció nem feltétlenül diagonalizálja az áramoperátort. Ebben az esetben a szórásmátrix nem lesz unitér. Ezt orvosolni tudjuk ha az adott alteret kifeszít hullámfüggvényeken végrehajtunke egy unitér transzformációt. Legyenek φ i p a kp hullámszámhoz tartozó hullámfüggvény komponensek. Ekkor ebbn az altérben az áramoperátor elemeire a következ kifejezést kapjuk: J i,j = i φ i p H 1 e ikp H 1 e ikp φ i p (108) Diagonalizálja ezt a mátrixot egy X unitér transzformáció, azaz J d = X JX (109)
13 13 ahol J d már diagonális. Ekkor a keresett állapotok melyek diagonalizálják az áram operátort a φ l p = X i,l φ i p i (110) alakban állnak el.
1.1. Vektorok és operátorok mátrix formában
1. Reprezentáció elmélet 1.1. Vektorok és operátorok mátrix formában A vektorok és az operátorok mátrixok formájában is felírhatók. A végtelen dimenziós ket vektoroknak végtelen sok sort tartalmazó oszlopmátrix
RészletesebbenForgó molekulák áthaladása apertúrán
Forgó molekulák áthaladása apertúrán Egy egyszer kvantummechanikai modell Dömötör Piroska SZTE-TTIK Elméleti Fizikai Tanszék Tanszéki szeminárium, Szeged, 215. február 26. Bevezetés A vizsgálandó kérdés
RészletesebbenA spin. November 28, 2006
A spin November 28, 2006 1 A spin a kvantummechanikában Az elektronnak és sok más kvantummechanikai részecskének is van egy saját impulzusnyomatéka amely független a mozgásállapottól. (Úgy is mondhatjuk,
RészletesebbenSaj at ert ek-probl em ak febru ar 26.
Sajátérték-problémák 2018. február 26. Az alapfeladat Adott a következő egyenlet: Av = λv, (1) ahol A egy ismert mátrix v ismeretlen, nem zérus vektor λ ismeretlen szám Azok a v, λ kombinációk, amikre
RészletesebbenJanuary 16, ψ( r, t) ψ( r, t) = 1 (1) ( ψ ( r,
Közelítő módszerek January 16, 27 1 A variációs módszer A variációs módszer szintén egy analitikus közelítő módszer. Olyan esetekben alkalmazzuk mikor ismert az analitikus alak amelyben keressük a sajátfüggvényt,
RészletesebbenKvantummechanika gyakorlat Beadandó feladatsor Határid : 4. heti gyakorlatok eleje
Kvantummechanika gyakorlat 015 1. Beadandó feladatsor Határid : 4. heti gyakorlatok eleje 1. Mutassuk meg, hogy A és B tetsz leges operátorokra igaz, hogy e B A e B = A + [B, A] + 1![ B, [B, A] ] +....
RészletesebbenAtomok és molekulák elektronszerkezete
Atomok és molekulák elektronszerkezete Szabad atomok és molekulák Schrödinger egyenlete Tekintsünk egy kvantummechanikai rendszert amely N n magból és N e elektronból áll. Koordinátáikat jelölje rendre
RészletesebbenMatematika A2 vizsga mgeoldása június 4.
Matematika A vizsga mgeoldása 03. június.. (a (3 pont Definiálja az f(x, y függvény határértékét az (x 0, y 0 helyen! Megoldás: Legyen D R, f : D R. Legyen az f(x, y függvény értelmezve az (x 0, y 0 pont
RészletesebbenWigner tétele kvantummechanikai szimmetriákról
Szegedi Tudományegyetem, Bolyai Intézet és MTA-DE "Lendület" Funkcionálanalízis Kutatócsoport, Debreceni Egyetem 2014. Október 30. Elméleti Fizika Szeminárium A tétel története Wigner tétele Tétel Legyen
RészletesebbenA kémiai kötés eredete; viriál tétel 1
A kémiai kötés ereete; viriál tétel 1 Probléma felvetés Ha egy molekula atommagjai közötti távolság csökken, akkor a közöttük fellép elektrosztatikus taszításhoz tartozó energia n. Ugyanez igaz az elektronokra
RészletesebbenLineáris algebra 2. Filip Ferdinánd december 7. siva.banki.hu/jegyzetek
Lineáris algebra 2 Filip Ferdinánd filipferdinand@bgkuni-obudahu sivabankihu/jegyzetek 2015 december 7 Filip Ferdinánd 2016 februar 9 Lineáris algebra 2 1 / 37 Az el adás vázlata Determináns Determináns
RészletesebbenVektorok, mátrixok, lineáris egyenletrendszerek
a Matematika mérnököknek I. című tárgyhoz Vektorok, mátrixok, lineáris egyenletrendszerek Vektorok A rendezett valós számpárokat kétdimenziós valós vektoroknak nevezzük. Jelölésükre latin kisbetűket használunk.
RészletesebbenMegoldott feladatok november 30. n+3 szigorúan monoton csökken, 5. n+3. lim a n = lim. n+3 = 2n+3 n+4 2n+1
Megoldott feladatok 00. november 0.. Feladat: Vizsgáljuk az a n = n+ n+ sorozat monotonitását, korlátosságát és konvergenciáját. Konvergencia esetén számítsuk ki a határértéket! : a n = n+ n+ = n+ n+ =
Részletesebben0,424 0,576. f) P (X 2 = 3) g) P (X 3 = 1) h) P (X 4 = 1 vagy 2 X 2 = 2) i) P (X 7 = 3, X 4 = 1, X 2 = 2 X 0 = 2) j) P (X 7 = 3, X 4 = 1, X 2 = 2)
Legyen adott a P átmenetvalószín ség mátrix és a ϕ 0 kezdeti eloszlás Kérdés, hogy miként lehetne meghatározni az egyes állapotokban való tartózkodás valószín ségét az n-edik lépés múlva Deniáljuk az n-lépéses
Részletesebben1. feladatsor: Vektorterek, lineáris kombináció, mátrixok, determináns (megoldás)
Matematika A2c gyakorlat Vegyészmérnöki, Biomérnöki, Környezetmérnöki szakok, 2017/18 ősz 1. feladatsor: Vektorterek, lineáris kombináció, mátrixok, determináns (megoldás) 1. Valós vektorterek-e a következő
RészletesebbenAz impulzusnyomatékok általános elmélete
Az impulzusnyomatékok általános elmélete November 27, 2006 Az elemi kvantummechanika keretében tárgyaltuk már az impulzusnyomatékot. A továbbiakban általánosítjuk az impulzusnyomaték fogalmát a kvantummechanikában
RészletesebbenSajátértékek és sajátvektorok. mf1n1a06- mf1n2a06 Csabai István
Sajátértékek és sajátvektorok A fizika numerikus módszerei I. mf1n1a06- mf1n2a06 Csabai István Lineáris transzformáció Vektorok lineáris transzformációja: általános esetben az x vektor iránya és nagysága
RészletesebbenKeresztmetszet másodrendű nyomatékainak meghatározása
BUDAPEST MŰSZAK ÉS GAZDASÁGTUDOMÁNY EGYETEM Keresztmetszet másodrendű nyomatékainak meghatározása Segédlet a Szilárdságtan c tárgy házi feladatához Készítette: Lehotzky Dávid Budapest, 205 február 28 ábra
Részletesebben25 i, = i, z 1. (x y) + 2i xy 6.1
6 Komplex számok megoldások Lásd ábra z = + i, z = + i, z = i, z = i z = 7i, z = + 5i, z = 5i, z = i, z 5 = 9, z 6 = 0 Teljes indukcióval 5 Teljes indukcióval 6 Az el z feladatból következik z = z = =
Részletesebbenkarakterisztikus egyenlet Ortogonális mátrixok. Kvadratikus alakok főtengelytranszformációja
Mátrixok hasonlósága, karakterisztikus mátrix, karakterisztikus egyenlet Ortogonális mátrixok. Kvadratikus alakok főtengelytranszformációja 1.Mátrixok hasonlósága, karakterisztikus mátrix, karakterisztikus
RészletesebbenKét 1/2-es spinből álló rendszer teljes spinje (spinek összeadása)
Két /-es spinből álló rendszer teljes spinje spinek összeadása Két darab / spinű részecskéből álló rendszert írunk le. Ezek lehetnek elektronok, vagy protonok, vagy akármilyen elemi vagy nem elemi részecskék.
RészletesebbenAz egydimenziós harmonikus oszcillátor
Az egydimenziós harmonikus oszcillátor tárgyalása az általános formalizmus keretében November 7, 006 Példaképpen itt megmutatjuk, hogyan lehet a kvantumos egydimenziós harmonikus oszcillátort tárgyalni
RészletesebbenKevert állapoti anholonómiák vizsgálata
Kevert állapoti anholonómiák vizsgálata Bucz Gábor Témavezet : Dr. Fehér László Dr. Lévay Péter Szeged, 2015.04.23. Bucz Gábor Kevert állapoti anholonómiák vizsgálata Szeged, 2015.04.23. 1 / 27 Tartalom
RészletesebbenFüggvények határértéke, folytonossága
Függvények határértéke, folytonossága 25. február 22.. Alapfeladatok. Feladat: Határozzuk meg az f() = 23 4 5 3 + 9 a végtelenben és a mínusz végtelenben! függvény határértékét Megoldás: Vizsgáljuk el
RészletesebbenIdegen atomok hatása a grafén vezet képességére
hatása a grafén vezet képességére Eötvös Loránd Tudományegyetem, Komplex Rendszerek Fizikája Tanszék Mahe Tisk'11 Vázlat 1 Kisérleti eredmények Kémiai szennyez k hatása a Fermi-energiára A vezet képesség
Részletesebben2. gyakorlat. A polárkoordináta-rendszer
. gyakorlat A polárkoordináta-rendszer Az 1. gyakorlaton megismerkedtünk a descartesi koordináta-rendszerrel. Síkvektorokat gyakran kényelmes ún. polárkoordinátákkal megadni: az r hosszúsággal és a φ irányszöggel
RészletesebbenSzilárdtestek el e ek e tr t o r n o s n zer e k r ez e et e e t
Szilárdtestek elektronszerkezete Kvantummechanikai leírás Ismétlés: Schrödinger egyenlet, hullámfüggvény, hidrogén-atom, spin, Pauli-elv, periódusos rendszer 2 Szilárdtestek egyelektron-modellje a magok
RészletesebbenHajlított tartó elmozdulásmez jének meghatározása Ritz-módszerrel
Hajlított tartó elmozdulásmez jének meghatározása Ritz-módszerrel Segédlet az A végeselem módszer alapjai tárgy 4. laborgyakorlatához http://www.mm.bme.hu/~kossa/vemalap4.pdf Kossa Attila (kossa@mm.bme.hu)
RészletesebbenBevezetés a görbe vonalú geometriába
Bevezetés a görbe vonalú geometriába Metrikus tenzor, Christoffel-szimbólum, kovariáns derivált, párhuzamos eltolás, geodetikus Pr hle Zsóa A klasszikus térelmélet elemei (szeminárium) 2012. október 1.
RészletesebbenSzinguláris értékek. Wettl Ferenc április 12. Wettl Ferenc Szinguláris értékek április / 35
Szinguláris értékek Wettl Ferenc 2016. április 12. Wettl Ferenc Szinguláris értékek 2016. április 12. 1 / 35 Tartalom 1 Szinguláris érték 2 Norma 3 Mátrixnorma 4 Alkalmazások Wettl Ferenc Szinguláris értékek
RészletesebbenSzinguláris értékek. Wettl Ferenc április 3. Wettl Ferenc Szinguláris értékek április 3. 1 / 28
Szinguláris értékek Wettl Ferenc 2015. április 3. Wettl Ferenc Szinguláris értékek 2015. április 3. 1 / 28 Tartalom 1 Szinguláris érték 2 Alkalmazások 3 Norma 4 Mátrixnorma Wettl Ferenc Szinguláris értékek
Részletesebben2015/16/1 Kvantummechanika B 2.ZH
2015/16/1 Kvantummechanika B 2.ZH 2015. december 10. Információk 0. A ZH ideje minimum 90 perc, maximum 180 perc. 1. Az összesen elérhet pontszám 270 pont. 2. A jeles érdemjegy eléréséhez nem szükséges
RészletesebbenSaj at ert ek-probl em ak febru ar 22.
Sajátérték-problémák 2016. február 22. Az alapfeladat Adott a következő egyenlet: Av = λv, (1) ahol A egy ismert mátrix v ismeretlen vektor λ ismeretlen szám Azok a v, λ kombinációk, amikre az egyenlet
RészletesebbenVégeselem modellezés alapjai 1. óra
Végeselem modellezés alapjai. óra Gyenge alak, Tesztfüggvény, Lagrange-féle alakfüggvény, Stiness mátrix Kivonat Az óra célja, hogy megismertesse a végeselem módszer (FEM) alkalmazását egy egyszer probléma,
RészletesebbenSzinguláris érték felbontás Singular Value Decomposition
Szinguláris érték felbontás Singular Value Decomposition Borbély Gábor 7. április... Tétel (teljes SVD. Legyen A C m n mátrix (valósra is jó, ekkor léteznek U C m m és V C n n unitér mátrixok (valósban
RészletesebbenA Relativisztikus kvantummechanika alapjai
A Relativisztikus kvantummechanika alapjai January 25, 2005 A kvantummechanika Schrödinger egyenletének a felírása után azonnal kiderül, hogy ez az egyenlet nem relativisztikusan kovariáns. (Aránylag könnyen
RészletesebbenVektorterek. =a gyakorlatokon megoldásra ajánlott
Vektorterek =a gyakorlatokon megoldásra ajánlott 40. Alteret alkotnak-e a valós R 5 vektortérben a megadott részhalmazok? Ha igen, akkor hány dimenziósak? (a) L = { (x 1, x 2, x 3, x 4, x 5 ) x 1 = x 5,
RészletesebbenA KroneckerCapelli-tételb l következik, hogy egy Bx = 0 homogén lineáris egyenletrendszernek
10. gyakorlat Mátrixok sajátértékei és sajátvektorai Azt mondjuk, hogy az A M n mátrixnak a λ IR szám a sajátértéke, ha létezik olyan x IR n, x 0 vektor, amelyre Ax = λx. Ekkor az x vektort az A mátrix
RészletesebbenGauss-Jordan módszer Legkisebb négyzetek módszere, egyenes LNM, polinom LNM, függvény. Lineáris algebra numerikus módszerei
A Gauss-Jordan elimináció, mátrixinvertálás Gauss-Jordan módszer Ugyanazzal a technikával, mint ahogy a k-adik oszlopban az a kk alatti elemeket kinulláztuk, a fölötte lévő elemeket is zérussá lehet tenni.
RészletesebbenFolyadékszcintillációs spektroszkópia jegyz könyv
Folyadékszcintillációs spektroszkópia jegyz könyv Zsigmond Anna Julia Fizika MSc I. Mérés vezet je: Horváth Ákos Mérés dátuma: 2010. október 21. Leadás dátuma: 2010. november 8. 1 1. Bevezetés A mérés
RészletesebbenLineáris egyenletrendszerek
Lineáris egyenletrendszerek 1 Alapfogalmak 1 Deníció Egy m egyenletb l álló, n-ismeretlenes lineáris egyenletrendszer általános alakja: a 11 x 1 + a 12 x 2 + + a 1n x n = b 1 a 21 x 1 + a 22 x 2 + + a
RészletesebbenDiszkrét idej rendszerek analízise az id tartományban
Diszkrét idej rendszerek analízise az id tartományban Dr. Horváth Péter, BME HVT 06. október 4.. feladat Számítuk ki a DI rendszer válaszát, ha adott a gerjesztés és az impulzusválasz! u[k = 0,6 k ε[k;
RészletesebbenVektorterek. Wettl Ferenc február 17. Wettl Ferenc Vektorterek február / 27
Vektorterek Wettl Ferenc 2015. február 17. Wettl Ferenc Vektorterek 2015. február 17. 1 / 27 Tartalom 1 Egyenletrendszerek 2 Algebrai struktúrák 3 Vektortér 4 Bázis, dimenzió 5 Valós mátrixok és egyenletrendszerek
RészletesebbenFizikai mennyiségek, állapotok
Fizikai mennyiségek, állapotok Atomok és molekulák zikai mennyiségeihez rendelt operátorok A kvantummechanika mint matematikai modell alapvet épít elemei a rendszer leírására szolgáló zikai mennyiségekhez
RészletesebbenOrtogonalizáció. Wettl Ferenc Wettl Ferenc Ortogonalizáció / 41
Ortogonalizáció Wettl Ferenc 2016-03-22 Wettl Ferenc Ortogonalizáció 2016-03-22 1 / 41 Tartalom 1 Ortonormált bázis 2 Ortogonális mátrix 3 Ortogonalizáció 4 QR-felbontás 5 Komplex skaláris szorzás 6 Diszkrét
RészletesebbenMarkov-láncok stacionárius eloszlása
Markov-láncok stacionárius eloszlása Adatbányászat és Keresés Csoport, MTA SZTAKI dms.sztaki.hu Kiss Tamás 2013. április 11. Tartalom Markov láncok definíciója, jellemzése Visszatérési idők Stacionárius
Részletesebben1. Példa. A gamma függvény és a Fubini-tétel.
. Példa. A gamma függvény és a Fubini-tétel.. Az x exp x + t )) függvény az x, t tartományon folytonos, és nem negatív, ezért alkalmazható rá a Fubini-tétel. I x exp x + t )) dxdt + t dt π 4. [ exp x +
RészletesebbenKvadratikus alakok és euklideszi terek (előadásvázlat, október 5.) Maróti Miklós, Kátai-Urbán Kamilla
Kvadratikus alakok és euklideszi terek (előadásvázlat, 0. október 5.) Maróti Miklós, Kátai-Urbán Kamilla Az előadáshoz ajánlott jegyzet: Szabó László: Bevezetés a lineáris algebrába, Polygon Kiadó, Szeged,
Részletesebben15. LINEÁRIS EGYENLETRENDSZEREK
15 LINEÁRIS EGYENLETRENDSZEREK 151 Lineáris egyenletrendszer, Gauss elimináció 1 Definíció Lineáris egyenletrendszernek nevezzük az (1) a 11 x 1 + a 12 x 2 + + a 1n x n = b 1 a 21 x 1 + a 22 x 2 + + a
RészletesebbenVéletlen jelenség: okok rendszere hozza létre - nem ismerhetjük mind, ezért sztochasztikus.
Valószín ségelméleti és matematikai statisztikai alapfogalmak összefoglalása (Kemény Sándor - Deák András: Mérések tervezése és eredményeik értékelése, kivonat) Véletlen jelenség: okok rendszere hozza
RészletesebbenSzélsőérték feladatok megoldása
Szélsőérték feladatok megoldása A z = f (x,y) függvény lokális szélsőértékének meghatározása: A. Szükséges feltétel: f x (x,y) = 0 f y (x,y) = 0 egyenletrendszer megoldása, amire a továbbiakban az x =
RészletesebbenModellek és Algoritmusok - 2.ZH Elmélet
Modellek és Algoritmusok - 2.ZH Elmélet Ha hibát elírást találsz kérlek jelezd: sellei_m@hotmail.com A fríss/javított változat elérhet : people.inf.elte.hu/semsaai/modalg/ 2.ZH Számonkérés: 3.EA-tól(DE-ek)
RészletesebbenModern Fizika Labor Fizika BSC
Modern Fizika Labor Fizika BSC A mérés dátuma: 2009. május 4. A mérés száma és címe: 9. Röntgen-fluoreszencia analízis Értékelés: A beadás dátuma: 2009. május 13. A mérést végezte: Márton Krisztina Zsigmond
Részletesebben6. Függvények. 1. Az alábbi függvények közül melyik szigorúan monoton növekvő a 0;1 intervallumban?
6. Függvények I. Nulladik ZH-ban láttuk: 1. Az alábbi függvények közül melyik szigorúan monoton növekvő a 0;1 intervallumban? f x g x cos x h x x ( ) sin x (A) Az f és a h. (B) Mindhárom. (C) Csak az f.
RészletesebbenPermutációk véges halmazon (el adásvázlat, február 12.)
Permutációk véges halmazon el adásvázlat 2008 február 12 Maróti Miklós Ennek az el adásnak a megértéséhez a következ fogalmakat kell tudni: ismétlés nélküli variáció leképezés indulási és érkezési halmaz
RészletesebbenExplicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához
Explicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához Izsák Ferenc 2007. szeptember 17. Explicit hibabecslés Maxwell-egyenletek numerikus megoldásához 1 Vázlat Bevezetés: a vizsgált egyenlet,
RészletesebbenA kvantummechanika általános formalizmusa
A kvantummechanika általános formalizmusa October 4, 2006 Jelen fejezetünk célja bevezetni egy általános matematikai formalizmust amelynek segítségével a végtelen dimenziós vektorterek elegánsan tárgyalhatók.
RészletesebbenMBNK12: Permutációk (el adásvázlat, április 11.) Maróti Miklós
MBNK12: Permutációk el adásvázlat 2016 április 11 Maróti Miklós 1 Deníció Az A halmaz permutációin a π : A A bijektív leképezéseket értjünk Tetsz leges n pozitív egészre az {1 n} halmaz összes permutációinak
Részletesebben1 A kvantummechanika posztulátumai
A kvantummechanika posztulátumai October 29, 2006 A kvantummechanika posztulátumai Célunk felépíteni a kvantummechanikát posztulátumok segítségével úgy ahogy az elemi hullámmechanika során eljártunk. Arra
RészletesebbenFüggvények július 13. Határozza meg a következ határértékeket! 1. Feladat: x 0 7x 15 x ) = lim. x 7 x 15 x ) = (2 + 0) = lim.
Függvények 205. július 3. Határozza meg a következ határértékeket!. Feladat: 2. Feladat: 3. Feladat: 4. Feladat: (2 + 7 5 ) (2 + 7 5 ) (2 + 0 ) (2 + 7 5 ) (2 + 7 5 ) (2 + 0) (2 + 0 7 5 ) (2 + 0 7 5 ) (2
RészletesebbenFluktuáló terű transzverz Ising-lánc dinamikája
2016. szeptember 8. Phys. Rev. B 93, 134305 Modell H(t) = 1 2 L 1 σi x σi+1 x h(t) 2 i=1 h(t)-fluktuáló mágneses tér. Hogyan terjednek jelek a zajos rendszerben? L σi z, i=1 Zajok típusai 1 fehér zaj 2
RészletesebbenFeladatok a Gazdasági matematika II. tárgy gyakorlataihoz
Debreceni Egyetem Közgazdaságtudományi Kar Feladatok a Gazdasági matematika II tárgy gyakorlataihoz a megoldásra ajánlott feladatokat jelöli e feladatokat a félév végére megoldottnak tekintjük a nehezebb
RészletesebbenLine aris f uggv enyilleszt es m arcius 19.
Lineáris függvényillesztés 2018. március 19. Illesztett paraméterek hibája Eddig azt néztük, hogy a mérési hiba hogyan propagál az illesztett paraméterekbe, ha van egy konkrét függvényünk. a hibaterjedés
RészletesebbenLINEÁRIS ALGEBRA (A, B, C) tematika (BSc) I. éves nappali programtervező informatikus hallgatóknak évi tanév I. félév
LINEÁRIS ALGEBRA (A, B, C) tematika (BSc) I éves nappali programtervező informatikus hallgatóknak 2010-2011 évi tanév I félév Vektoriális szorzat és tulajdonságai bizonyítás nélkül: Vegyes szorzat és tulajdonságai
RészletesebbenMiért fontos számunkra az előző gyakorlaton tárgyalt lineáris algebrai ismeretek
Az november 23-i szeminárium témája Rövid összefoglaló Miért fontos számunkra az előző gyakorlaton tárgyalt lineáris algebrai ismeretek felfrissítése? Tekintsünk ξ 1,..., ξ k valószínűségi változókat,
RészletesebbenGazdasági matematika II. tanmenet
Gazdasági matematika II. tanmenet Mádi-Nagy Gergely A hivatkozásokban az alábbi tankönyvekre utalunk: T: Tóth Irén (szerk.): Operációkutatás I., Nemzeti Tankönyvkiadó 1987. Cs: Csernyák László (szerk.):
RészletesebbenL'Hospital-szabály. 2015. március 15. ln(x 2) x 2. ln(x 2) = ln(3 2) = ln 1 = 0. A nevez határértéke: lim. (x 2 9) = 3 2 9 = 0.
L'Hospital-szabály 25. március 5.. Alapfeladatok ln 2. Feladat: Határozzuk meg a határértéket! 3 2 9 Megoldás: Amint a korábbi határértékes feladatokban, els ként most is a határérték típusát kell megvizsgálnunk.
RészletesebbenDiszkrét matematika I., 12. előadás Dr. Takách Géza NyME FMK Informatikai Intézet takach november 30.
1 Diszkrét matematika I, 12 előadás Dr Takách Géza NyME FMK Informatikai Intézet takach@infnymehu http://infnymehu/ takach 2005 november 30 Vektorok Definíció Egy tetszőleges n pozitív egész számra n-komponensű
RészletesebbenDiszkrét Matematika. zöld könyv ): XIII. fejezet: 1583, 1587, 1588, 1590, Matematikai feladatgyűjtemény II. (
FELADATOK A LEKÉPEZÉSEK, PERMUTÁCIÓK TÉMAKÖRHÖZ Diszkrét Matematika 4. LEKÉPEZÉSEK Értelmezési tartomány és értékkészlet meghatározása : Összefoglaló feladatgyűjtemény matematikából ( zöld könyv ): XIII.
RészletesebbenGauss-eliminációval, Cholesky felbontás, QR felbontás
Közelítő és szimbolikus számítások 4. gyakorlat Mátrix invertálás Gauss-eliminációval, Cholesky felbontás, QR felbontás Készítette: Gelle Kitti Csendes Tibor Somogyi Viktor London András Deák Gábor jegyzetei
RészletesebbenLagrange és Hamilton mechanika
Lagrange és 2010. október 17. Lagrange és Tartalom 1 Variáció Lagrange egyenlet Legendre transzformáció Hamilton egyenletek 2 3 Szimplektikus sokaság Hamilton mez Hamilton és Lagrange egyenletek ekvivalenciája
RészletesebbenRobotika. Kinematika. Magyar Attila
Robotika Kinematika Magyar Attila amagyar@almos.vein.hu Miről lesz szó? Bevezetés Merev test pozíciója és orientációja Rotáció Euler szögek Homogén transzformációk Direkt kinematika Nyílt kinematikai lánc
RészletesebbenPélda: Tartó lehajlásfüggvényének meghatározása a Rayleigh Ritz-féle módszer segítségével
Példa: Tartó lehajlásfüggvényének meghatározása a Rayleigh Ritz-féle módszer segítségével Készítette: Dr. Kossa Attila (kossa@mm.bme.hu) BME, Műszaki Mechanikai Tanszék 2013. szeptember 23. Javítva: 2013.10.09.
RészletesebbenParciális dierenciálegyenletek
Parciális dierenciálegyenletek 2009. május 25. A félév lezárásaként néhány alap-deníciót és alap-példát szeretnék adni a Parciális Dierenciálegynletek (PDE) témaköréb l. Épp csak egy kis izelít t. Az alapfeladatok
RészletesebbenLineáris leképezések. 2. Lineáris-e az f : R 2 R 2 f(x, y) = (x + y, x 2 )
Lineáris leképezések 1 Lineáris-e az f : R 2 R 2 f(x, y = (3x + 2y, x y leképezés? A linearitáshoz ellen riznünk kell, hogy a leképzés additív és homogén Legyen x = (x 1, R 2, y = (y 1, y 2 R 2, c R Ekkor
RészletesebbenNéhány mozgás kvantummechanikai tárgyalása
Néhány ozgás kvantuechanikai tárgyalása Mozzanatok: A Schrödinger-egyenlet felírása ĤΨ EΨ Hailton-operátor egállapítása a kinetikus energiaoperátor felírása, vagy 3 dienziós ozgásra, Descartes-féle koordinátarendszerben
RészletesebbenGAZDASÁGMATEMATIKA KÖZÉPHALADÓ SZINTEN
GAZDASÁGMATEMATIKA KÖZÉPHALADÓ SZINTEN ELTE TáTK Közgazdaságtudományi Tanszék Gazdaságmatematika középhaladó szinten KOMPLEX SZÁMOK Készítette: Gábor Szakmai felel s: Gábor Vázlat 1 2 3 Történeti bevezetés
RészletesebbenEgészrészes feladatok
Kitűzött feladatok Egészrészes feladatok Győry Ákos Miskolc, Földes Ferenc Gimnázium 1. feladat. Oldjuk meg a valós számok halmazán a { } 3x 1 x+1 7 egyenletet!. feladat. Bizonyítsuk be, hogy tetszőleges
RészletesebbenVéletlen bolyongás. Márkus László március 17. Márkus László Véletlen bolyongás március / 31
Márkus László Véletlen bolyongás 2015. március 17. 1 / 31 Véletlen bolyongás Márkus László 2015. március 17. Modell Deníció Márkus László Véletlen bolyongás 2015. március 17. 2 / 31 Modell: Egy egyenesen
RészletesebbenSCHRÖDINGER-EGYENLET SCHRÖDINGER-EGYENLET
SCHRÖDINGER-EGYENLET A Scrödinger-egyenlet a kvantummecanika mozgásegyenlet, Newton II. törvényével analóg. Nem vezetető le korábbi elvekből, de intuitívan bevezetető. Egy atározott energiával és impulzussal
RészletesebbenGibbs-jelenség viselkedésének vizsgálata egyszer négyszögjel esetén
Matematikai modellek, I. kisprojekt Gibbs-jelenség viselkedésének vizsgálata egyszer négyszögjel esetén Unger amás István B.Sc. szakos matematikus hallgató ungert@maxwell.sze.hu, http://maxwell.sze.hu/~ungert
RészletesebbenBevezetés a modern fizika fejezeteibe. 4. (b) Kvantummechanika. Utolsó módosítás: 2013. november 9. Dr. Márkus Ferenc BME Fizika Tanszék
Bevezetés a modern fizika fejezeteibe 4. (b) Kvantummechanika Utolsó módosítás: 2013. november 9. 1 A legkisebb hatás elve (1) A legkisebb hatás elve (Hamilton-elv): S: a hatás L: Lagrange-függvény 2 A
RészletesebbenObudai Egyetem RKK Kar. Feladatok a Matematika I tantárgyhoz
Obudai Egyetem RKK Kar Feladatok a Matematika I tantárgyhoz Gyakorló Feladatok a Matematika I Tantárgyhoz Els rész: Feladatok. Halmazelmélet, Számhalmazok, Függvények... Feladat. Legyen A = { : + 3 = 3},
RészletesebbenTrigonometria Megoldások. 1) Igazolja, hogy ha egy háromszög szögeire érvényes az alábbi összefüggés: sin : sin = cos + : cos +, ( ) ( )
Trigonometria Megoldások Trigonometria - megoldások ) Igazolja, hogy ha egy háromszög szögeire érvényes az alábbi összefüggés: sin : sin = cos + : cos +, ( ) ( ) akkor a háromszög egyenlő szárú vagy derékszögű!
RészletesebbenAz Ampère-Maxwell-féle gerjesztési törvény
Az Ampère-Maxwell-féle gerjesztési törvény Maxwell elméleti meggondolások alapján feltételezte, hogy a változó elektromos tér örvényes mágneses teret kelt (hasonlóan ahhoz ahogy a változó mágneses tér
RészletesebbenAzonos és egymással nem kölcsönható részecskékből álló kvantumos rendszer makrókanónikus sokaságban.
Kvantum statisztika A kvantummechanika előadások során már megtanultuk, hogy az anyagot felépítő részecskék nemklasszikus, hullámtulajdonságokkal is rendelkeznek aminek következtében viselkedésük sok szempontból
RészletesebbenMátrixok 2017 Mátrixok
2017 számtáblázatok" : számok rendezett halmaza, melyben a számok helye két paraméterrel van meghatározva. Például lineáris egyenletrendszer együtthatómátrixa 2 x 1 + 4 x 2 = 8 1 x 1 + 3 x 2 = 1 ( 2 4
Részletesebben9. Trigonometria. I. Nulladik ZH-ban láttuk: 1. Tegye nagyság szerint növekvő sorrendbe az alábbi értékeket! Megoldás:
9. Trigonometria I. Nulladik ZH-ban láttuk: 1. Tegye nagyság szerint növekvő sorrendbe az alábbi értékeket! x = cos 150 ; y = sin 5 ; z = tg ( 60 ) (A) z < x < y (B) x < y < z (C) y < x < z (D) z < y
RészletesebbenPélda: Tartó lehajlásfüggvényének meghatározása végeselemes módszer segítségével
Példa: Tartó lehajlásfüggvényének meghatározása végeselemes módszer segítségével Készítette: Dr. Kossa Attila (kossa@mm.bme.hu) BME, Műszaki Mechanikai Tanszék 213. október 8. Javítva: 213.1.13. Határozzuk
RészletesebbenLineáris egyenletrendszerek
Lineáris egyenletrendszerek Lineáris egyenletrendszernek nevezzük az a 11 x 1 + a 12 x 2 +... +a 1n x n = b 1 a 21 x 1 + a 22 x 2 +... +a 2n x n = b 2.. a k1 x 1 + a k2 x 2 +... +a kn x n = b k n ismeretlenes,
RészletesebbenFüggvény határérték összefoglalás
Függvény határérték összefoglalás Függvény határértéke: Def: Függvény: egyértékű reláció. (Vagyis minden értelmezési tartománybeli elemhez, egyértelműen rendelünk hozzá egy elemet az értékkészletből. Vagyis
RészletesebbenFüggvényhatárérték és folytonosság
8. fejezet Függvényhatárérték és folytonosság Valós függvények és szemléltetésük D 8. n-változós valós függvényen (n N + ) olyan f függvényt értünk amelynek értelmezési tartománya (Dom f ) az R n halmaznak
RészletesebbenNorma Determináns, inverz Kondíciószám Direkt és inverz hibák Lin. egyenletrendszerek A Gauss-módszer. Lineáris algebra numerikus módszerei
Indukált mátrixnorma Definíció A. M : R n n R mátrixnormát a. V : R n R vektornorma által indukált mátrixnormának nevezzük, ha A M = max { Ax V : x V = 1}. Az indukált mátrixnorma geometriai jelentése:
RészletesebbenOktatási Hivatal. 1 pont. A feltételek alapján felírhatók az. összevonás után az. 1 pont
Oktatási Hivatal Öt pozitív egész szám egy számtani sorozat első öt eleme A sorozatnak a különbsége prímszám Tudjuk hogy az első négy szám köbének összege megegyezik az ezen öt tag közül vett páros sorszámú
Részletesebben3. Fuzzy aritmetika. Gépi intelligencia I. Fodor János NIMGI1MIEM BMF NIK IMRI
3. Fuzzy aritmetika Gépi intelligencia I. Fodor János BMF NIK IMRI NIMGI1MIEM Tartalomjegyzék I 1 Intervallum-aritmetika 2 Fuzzy intervallumok és fuzzy számok Fuzzy intervallumok LR fuzzy intervallumok
RészletesebbenGauss-Seidel iteráció
Közelítő és szimbolikus számítások 5. gyakorlat Iterációs módszerek: Jacobi és Gauss-Seidel iteráció Készítette: Gelle Kitti Csendes Tibor Somogyi Viktor London András Deák Gábor jegyzetei alapján 1 ITERÁCIÓS
RészletesebbenFüggvények Megoldások
Függvények Megoldások ) Az ábrán egy ; intervallumon értelmezett függvény grafikonja látható. Válassza ki a felsoroltakból a függvény hozzárendelési szabályát! a) x x b) x x + c) x ( x + ) b) Az x függvény
RészletesebbenKomplex számok algebrai alakja
Komplex számok algebrai alakja Lukács Antal 015. február 8. 1. Alapfeladatok 1. Feladat: Legyen z 1 + 3i és z 5 4i! Határozzuk meg az alábbiakat! (a) z 1 + z (b) 3z z 1 (c) z 1 z (d) Re(i z 1 ) (e) Im(z
RészletesebbenKvantummechanikai alapok I.
Kvantummechanikai alapok I. Dr. Berta Miklós bertam@sze.hu 2017. szeptember 21. 1 / 41 Állapotfüggvény. Dinamikai egyenlet. Ψ(r, t) 2 / 41 Állapotfüggvény. Dinamikai egyenlet. Ψ(r, t) Ψ(r, t)-csak a hely
RészletesebbenFELVÉTELI VIZSGA, szeptember 12.
BABEŞ-BOLYAI TUDOMÁNYEGYETEM, KOLOZSVÁR MATEMATIKA ÉS INFORMATIKA KAR FELVÉTELI VIZSGA, 08. szeptember. Írásbeli vizsga MATEMATIKÁBÓL FONTOS TUDNIVALÓK: A feleletválasztós feladatok,,a rész esetén egy
Részletesebben