Fluktuáló terű transzverz Ising-lánc dinamikája
|
|
- Virág Vargané
- 6 évvel ezelőtt
- Látták:
Átírás
1 2016. szeptember 8. Phys. Rev. B 93,
2 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
3 Zajok típusai 1 fehér zaj 2 1/f zaj 3 1/f α zaj 4 dichotóm (két értékű) zaj
4 Modell H(t) = 1 2 L 1 σi x σi+1 x h(t) 2 i=1 L σi z, i=1 h τ időnként érmét dobunk: h = h A = +1; 1 2 valószínűséggel h = h B = 1; 1 2 valószínűséggel t/τ Hogyan terjednek jelek a zajos rendszerben?
5 Clifford - operátorok H(t) = 1 2 L 1 σi x σi+1 x h(t) 2 i=1 ˆd 2i 1 = ( j<i σ z j )σ x i, ˆd 2i = i( j<i σ z j )σ y i, L σi z, i=1 H = 1 4 2L i,j=1 ˆd i H ij ˆd j 0 h h h H =. h h h 0 {ˆd m, ˆd n } = 2( 1) m 1 δ mn
6 Ekvivalens kvantum bolyongás 0 h h h H =. h h h 0 Ising modell Clifford operátorok dinamikája. d ˆd i (t) dt = i 2L j=1 H ij ˆd j (t) Kvantumos bolyongás A hullámfüggvény időfejlődése. dψ i (t) dt = i 2L j=1 H ijψ j (t)
7 Ekvivalens kvantum bolyongás Ising modell Kvantumos bolyongás Clifford operátorok dinamikája. A hullámfüggvény időfejlődése. d ˆd i (t) = i 2L dt j=1 H ˆd dψ ij j (t) i (t) = i 2L dt j=1 H ijψ j (t) A l (t) = 1 2 x ˆd l (t)ˆd L x ψ l A x állapot az x irányban polarizált. ψ l (0) az L és L + 1rácshelyekre lokalizált. σ 2 (t) = 2L l=1 A l (t) 2 = const = 1 L ( ) (l l 0) 2 A 2l 1 (t) 2 + A 2l (t) 2 l=1
8 Vizsgált mennyiségek 1 Átlagos mágnesezettség 2 Átlagos összefonódási entrópia 3 Hullámcsomag
9 Átlagos mágnesezettség m x l (t) = Ψ 0 σ x l (t) Ψ 1 Közvetlen átlagolás (2000 realizáció). ln(-ln(m x (t))) τ=0.25π t 0.47 τ=0.5π t 0.79 τ=0.75π t m x l (t) exp( ctα ) ln(t)
10 Átlagos összefonódási entrópia Egy adott realizáció esetében: ρ = Ψ(t) Ψ(t) ln(s) τ=0.25π t 0.46 τ=0.5π t 0.75 τ=0.75π t ρ A = Tr B ρ 1 S = Tr A ρ A ln ρ A S(t) t β ln(t)
11 Exponensek m x l (t) exp( ctα ) S(t) t β τ = π/2 t 0.75 τ π/2 t 0.5
12 Mester egyenlet A l (t) = 1 2 x ˆd l (t)ˆd L x - hullámfüggvény a kvantumos bolyongásban A ij (t) = A i (t)a j (t) Az első lépés során: A ij (τ) = 2L k,l=1 O ik (n)o jl (n)a kl (t = 0), A ij (t n) = 2L k,l=1 2L k,l=1 O ik (n)o jl (n) A kl (t n 1) = 1 2 {[O1] ik[o 1] jl + [O 2] ik [O 2] jl }A kl (t n 1).
13 Mester egyenlet A ij (t n ) = 2L k,l=1 1 2 {[O 1] ik [O 1 ] jl + [O 2 ] ik [O 2 ] jl }A kl (t n 1 ). A hullámcsomag amplitúdója abuszulut érték négyzetének várhatóértéke közvetlenül számítható! p l (t) A 2l 1 (t) 2 + A 2l (t) 2, l = 1, 2,..., L. σ 2 (t) = L l=1 (l l 0) 2 p l (t), ahol l 0 = L+1 2
14 Hullámcsomag 1/z eff (t n ) τ=0.2 τ=0.4 τ=0.6 τ=0.8 τ=1.0 τ=1.2 τ=1.4 τ=π/2 τ=1.8 τ=2.0 σ(t) t 1/z 1 z eff (t n ) = ln[σ(t n)/σ(t n 1 )] ln(t n /t n 1 ) ln t n τ < π/2 1/z = 1/2 τ = π/2 1/z = 7/8 τ > π/2 1/z = 3/4
15 Hullámcsomag skálázás 0 τ=1 ln[p l (t)t 1/2 ] Gauss t/τ=2 3 t/τ=2 4 t/τ=2 5 t/τ=2 6 t/τ=2 7 t/τ=2 8 t/τ=2 9 t/τ= (l-l 0 )/t 1/2
16 Hullámcsomag skálázás 0 τ=1 ln[p l (t)t 1/2 ] Gauss t/τ=2 3 t/τ=2 4 t/τ=2 5 t/τ=2 6 t/τ=2 7 t/τ=2 8 t/τ=2 9 t/τ= (l-l 0 )/t 1/2 p l (t) t/τ=2 3 t/τ=2 4 t/τ=2 5 t/τ=2 6 t/τ=2 7 t/τ=2 8 t/τ=2 9 t/τ= l-l 0
17 Hullámcsomag skálázás 0 τ=1 ln[p l (t)t 1/2 ] Gauss t/τ=2 3 t/τ=2 4 t/τ=2 5 t/τ=2 6 t/τ=2 7 t/τ=2 8 t/τ=2 9 t/τ= (l-l 0 )/t 1/2 ln[p l (t)t 1/2 ] -2-4 τ=π/2 p l (t) t/τ=2 3 t/τ=2 4 t/τ=2 5 t/τ=2 6 t/τ=2 7 t/τ=2 8 t/τ=2 9 t/τ= (l-l 0 )/t 1/ l-l 0
18 Hullámcsomag skálázás 0 τ=1-2 τ=π/2 ln[p l (t)t 1/2 ] Gauss t/τ=2 3 t/τ=2 4 t/τ=2 5 t/τ=2 6 t/τ=2 7 t/τ=2 8 t/τ=2 9 t/τ= (l-l 0 )/t 1/2 ln[p l (t)t 1/2 ] (l-l 0 )/t 1/2 p l (t) t/τ=2 3 t/τ=2 4 t/τ=2 5 t/τ=2 6 t/τ=2 7 t/τ=2 8 t/τ=2 9 t/τ= l-l 0 ln[p l (t)t 1/2+a ] (l-l 0 -vt)/t 1/2
19 Ballisztikus csúcsok A szórást a kifutó ballisztikus csúcsok járuléka dominálja. W (t) t a σ 2 (t) t 2 a τ < π/2 z = 2 τ π/2 z = 2 2 a Miért jelennek meg a ballisztikusan mozgó csúcsok? Mi határozza meg az a exponenst?
20 0 h A 0 h B h A 0 1 h B h A 1 0 h B H A =. h A 0...H B =. h B ha hb h A 0 h B 0
21 Rezonáns állapotok H A -nak és H B -nek általában nincsenek közös saját állapotai. f ± k (2n 1) = N eiθ k e ikn, f ± k (2n) = ±N e iθ k e ikn, N = 1 2 L 1/2, tan 2Θ k = sin k h+cos k ɛ ± k = ± 1 + h 2 + 2h cos k. f ± k,a = 1 2 (ei k ± e i k )f + k,b (ei k e i k )f k,b, ahol k = Θ A k ΘB k
22 Stroboszkópikus saját állapotok H A -nak és H B -nek általában nincsenek közös saját állapotai. De U A = exp( iτh A )-nak és U B = exp( iτh B )-nek vannak, ha ɛ + k,b τ = m Bπ vagy ɛ + k,a τ = m Aπ teljesül. (m B és m A pozitív egész.)
23 Rezonáns állapotok H A -nak és H B -nek általában nincsenek közös saját állapotai. De U A = exp( iτh A )-nak és U B = exp( iτh B )-nek vannak, ha ɛ + k,b τ = m Bπ vagy ɛ + k,a τ = m Aπ teljesül. (m B és m A pozitív egész.) τ < π/2-re nincsenek közös sajátvektorok τ π/2-re vannak közös sajátvektorok, ezek következményeként jelennek meg a ballisztikus csúcsok.
24 Kiszóródási idő A rezonáns közeli állapotok is lassan szóródnak ki. Mennyire lassan? Két dimenziós altér: f + k,a és fk,a. f (t n ) = F 1 (t n ) f + k,a + F 2(t n ) f k,a Tegyük fel, hogy a kezdeti állapot f + k,a. Annak valószínűsége, hogy n lépés után is ebben az állapotban van a rendszer: P + k (t) f + k,a f (t) 2.
25 Kiszóródási idő U A = [ ] e iɛ+ k,a τ 0 0 e iɛ+ k,a τ, U B = [ ω k γ k Definiáljuk: F (n) ij Fi (t n )F j (t n ), i, j = 1, 2 Mester egyenlet ebben az altérben: F (n) ij = 2 k,l=1 1 2 {[U A ] ik[u A ] jl + [UB ] ik[u B ] jl }F (n 1) kl. Bevezetve a U 1 2 (U A U A + UB U B) jelölést a mester egyenlet: F (n) = UF (n 1). γ k ω k ],
26 Kiszóródási idő U -nak mindig van egy egységinyi sajátértékhez tartozó sajátvektora: Az aszimptotikus állapot. A kiszóródás gyorsaságát a második legnagyobb sajátérték (r k ) adja meg: P + k (t n) P + k ( ) r n k e tn/τ k,
27 Kiszóródási idő 3 τ=0.4 π τ=0.5 π τ=0.6 π A rezonáns móduszok közelében: 1/τ k (k k 0) n k 0 1/τ k π -π/2 0 π/2 π k W k0 (t) k0 + k k 0 k k0 + k k 0 k e t/τ k dk e tc(k k 0) n k 0 dk t 1/n k 0,
28 Összefoglalás τ < π/2 nincs ballisztikus módusz diffuzív 1 z = 1 2
29 Összefoglalás τ < π/2 nincs ballisztikus módusz diffuzív 1 z = 1 2 τ > π/2 van ballisztikus módusz. A szórást a ballisztikus módusz határozza meg. τ = n π 2 W t 1/4 1 a = 1/4 z = 2 2 a = 7 8
30 Összefoglalás τ < π/2 nincs ballisztikus módusz diffuzív 1 z = 1 2 τ > π/2 van ballisztikus módusz. A szórást a ballisztikus módusz határozza meg. τ = n π 2 W t 1/4 a = 1/4 1 z = 2 2 a = 7 8 τ n π 2, τ > π 2 W t 1/2 a = 1/2 1 z = 2 2 a = 3 4
31 O sszefoglala s τ < π/2 nincs ballisztikus mo dusz diffuzı v z1 = 12 τ > π/2 van ballisztikus mo dusz. A szo ra st a ballisztikus mo dusz hata rozza meg. 2 τ = n π2 W t 1/4 a = 1/4 z1 = 2 a = π π 1 2 1/2 τ 6= n 2, τ > 2 W t a = 1/2 z = 2 a = (a) Megjegyze s: A ma gnesezettse gre e s az entro pia ra vonatkozo eredme nyek is visszavezetheto ek a bolyonga sra, un. kva ziklasszikus mo dszerrel. t time space (b) t time space Roo sz Gergo, Juha sz Ro bert, Iglo i Ferenc Fluktua lo teru transzverz Ising-la nc dinamika ja
32 Köszönöm a figyelmet! Jelen kutatást az OTKA K számú projekt, és a TÁMOP-4.2.2B-15/1/KONV projekt támogatta.
Kvantummechanika 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] ] +....
Részletesebbenrendszerek kritikus viselkedése
Hosszú hatótávolságú, rendezetlen rendszerek kritikus viselkedése Juhász Róbert MTA Wigner FK, SZFI Iglói Ferenc (Wigner FK, SZTE) Kovács István (Wigner FK; Northeastern University, Boston) Hosszú hatótávolságú,
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
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
RészletesebbenFoton-visszhang alapú optikai kvantum-memóriák: koherens kontroll optikailag sűrű közegben
Foton-visszhang alapú optikai kvantum-memóriák: koherens kontroll optikailag sűrű közegben Demeter Gábor MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont, RMI Demeter Gábor (MTA Wigner RCP... / 4 Bevezetés / Motiváció
RészletesebbenReciprocitás - kvantumos és hullámjelenségek egy szimmetriája
Reciprocitás - kvantumos és hullámjelenségek egy szimmetriája Fülöp Tamás + Deák László MTA Wigner FK RMI MTA Wigner FK RMI, Budapest, 2012.06.22 Mi a reciprocitás? A fénysugár útja megfordítható G. Stokes,
RészletesebbenGROVER-algoritmus. Sinkovicz Péter. ELTE, MSc II dec.15.
ELTE, MSc II. 2011.dec.15. Áttekintés Feladat Algoritmus Kvantum keresési algoritmus áttekintése Input: N = 2 n elemű tömb, Ψ 1 = 0 1 kezdőállapot, f x0 (x) orákulum függvény. Output: x 0 keresett elem
RészletesebbenAnalı zis elo ada sok
Vajda Istva n Neumann Ja nos Informatika Kar O budai Egyetem 1 / 13 Specia lis differencia la si szaba lyok Logaritmikus differencia la s f (x)g (x) g (x) = e ln f (x) = e g (x) ln f (x) = f (x) g (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)
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,
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
RészletesebbenDekoherencia Markovi Dinamika Diósi Lajos. Elméleti Fizikai Iskola Tihany, augusztus szeptember 3.
Dekoherencia Markovi Dinamika Diósi Lajos Elméleti Fizikai Iskola Tihany, 2010. augusztus 30. - szeptember 3. Tartalomjegyzék 1 Projektív dekoherencia 2 Nyitott rendszer - Lindblad egy. 3 Dekoherencia
Részletesebbenu u IR n n = 2 3 t 0 <t T
IR n n =2 3 u() u u u u IR n n = 2 3 ξ A 0 A 0 0 0 < T F IR n F A 0 A 0 A 0 A 0 F :IR n IR n A = F A 0 A 0 A 0 0 0 A F A 0 A F (, y) =0 a = T>0 b A 0 T 1 2 A IR n A A A F A 0 A 0 ξ A 0 = F (ξ) ε>0 δ ε
RészletesebbenKvantum összefonódás és erősen korrelált rendszerek
Kvantum összefonódás és erősen korrelált rendszerek MaFiHe TDK és Szakdolgozat Hét Szalay Szilárd MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont, Szilárdtest Fizikai és Optikai Intézet, Erősen Korrelált Rendszerek Lendület
RészletesebbenErős terek leírása a Wigner-formalizmussal
Erős terek leírása a Wigner-formalizmussal Berényi Dániel 1, Varró Sándor 1, Vladimir Skokov 2, Lévai Péter 1 1, MTA Wigner FK, Budapest 2, RIKEN/BNL, Upton, USA Wigner 115 2017. November 15. Budapest
RészletesebbenKvantum kontrol frekvencia csörpölt lézer indukált kónikus keresztez désekkel
Kvantum kontrol frekvencia csörpölt lézer indukált kónikus keresztez désekkel Vibók Ágnes ELI-ALPS, ELI-HU Non-Prot Ltd. University of Debrecen Department of Theoretical Physics, Áttekintés 1 Kónikus keresztez
RészletesebbenSzilárdtestek elektronszerkezete feladatok
Szilárdtestek elektronszerkezete feladatok Csősz Gábor 8. január.. feladat A feladatban az alábbi mátriot kell diagonizálni. ε B,F,G (k) V V H = V ε B,F,G (k) V V V ε B,F,G (k) Kihasználva a rács szimmetriáját
RészletesebbenSZTE Elméleti Fizikai Tanszék. Dr. Czirják Attila tud. munkatárs, c. egyetemi docens. egyetemi docens. Elméleti Fizika Szeminárium, december 17.
Időfüggő kvantumos szórási folyamatok Szabó Lóránt Zsolt SZTE Elméleti Fizikai Tanszék Témavezetők: Dr. Czirják Attila tud. munkatárs, c. egyetemi docens Dr. Földi Péter egyetemi docens Elméleti Fizika
RészletesebbenSteven Weinberg: Mi történik egy kvantummechanikai mérés során?
QM és CP Weinberg válasz Steven Weinberg: Mi történik egy kvantummechanikai mérés során? (magyar hangja Vecsernyés Péter) Wigner FK, Budapest CICO, Szeged 2016.01.01. Kivonat QM és CP Weinberg válasz A
RészletesebbenHatározatlansági relációk származtatása az
az állapottér BME TTK Matematikus MSc. 1. évf. 2012. november 14. Vázlat: Történeti áttekintés Nemkommutatív (kvantum) valószín ségelmélet Az állapottér geometriája: Az állapottér mint Riemann-sokaság
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
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.
RészletesebbenX Physique MP 2013 Énoncé 2/7
X Physique MP 2013 Énoncé 1/7 P P P P P ré r s t s t s tr s st s t r sé r tt é r s t t r r q r s t 1 rés t ts s t s ér q s q s s ts t r t t r t rô rt t s r 1 s2stè s 2s q s t q s t s q s s s s 3 é tr s
RészletesebbenEgyszabadságfokú grejesztett csillapított lengõrendszer vizsgálata
Egyszabadságfokú grejesztett csillapított lengõrendszer vizsgálata Referencia egyenlet x D Α x Α x x 0 Α sin Ω t req t,t x t D Α t x t Α x t x 0 Α Sin Ω t Α x t D Α x t x t Α Sin t Ω x 0 Homogén rész megoldása
RészletesebbenFizika II minimumkérdések. A zárójelben lévő értékeket nem kötelező memorizálni, azok csak tájékoztató jellegűek.
izika II minimumkérdések zárójelben lévő értékeket nem kötelező memorizálni, azok csak tájékoztató jellegűek. 1. Coulomb erőtörvény: = kq r 2 e r (k = 9 10 9 m2 C 2 ) 2. Coulomb állandó és vákuum permittivitás
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
RészletesebbenRENDSZERTECHNIKA 8. GYAKORLAT
RENDSZERTECHNIKA 8. GYAKORLAT ÜTEMTERV VÁLTOZÁS Gyakorlat Hét Dátum Témakör Házi feladat Egyéb 1 1. hét 02.09 Ismétlés, bevezetés Differenciálegyenletek mérnöki 2 2. hét 02.16 szemmel 1. Hf kiadás 3 3.
RészletesebbenSinkovicz Péter, Szirmai Gergely október 30
Hatszögrácson kialakuló spin-folyadék fázis véges hőmérsékletű leírása Sinkovicz Péter, Szirmai Gergely MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont Szilárdtestfizikai és Optikai Intézet 2012 október 30 Áttekintés
RészletesebbenBKT fázisátalakulás és a funkcionális renormálási csoport módszer
BKT fázisátalakulás és a funkcionális renormálási csoport módszer Nándori István MTA-DE Részecskefizikai Kutatócsoport, Debreceni Egyetem MTA-Atomki, Debrecen Wigner FK zilárdtestfizikai és Optikai Intézet,
RészletesebbenInhomogén párkeltés extrém erős terekben
Inhomogén párkeltés extrém erős terekben Berényi Dániel 1, Varró Sándor 1, Vladimir Skokov 2, Lévai Péter 1 1, MTA Wigner FK, Budapest 2, RIKEN/BNL, Upton, USA Fizikus Vándorgyűlés 2016. Augusztus 25.
RészletesebbenKvantum termodinamika
Kvantum termodinamika Diósi Lajos MTA Wigner FK Budapest 2014. febr. 4. Diósi Lajos (MTA Wigner FKBudapest) Kvantum termodinamika 2014. febr. 4. 1 / 12 1 Miért van 1 qubitnek termodinamikája? 2 QuOszcillátor/Qubit:
RészletesebbenSötét állapotok szerepe fénnyel indukált koherens kontroll folyamatokban
Sötét állapotok szerepe fénnyel indukált koherens kontroll folyamatokban Kis Zsolt Kvantumoptikai és Kvantuminformatikai Osztály MTA Szilárdtestfizikai és Optikai Kutatóintézet H- Budapest, Konkoly-Thege
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
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,
Részletesebbenr tr r r t s t s② t t ① t r ② tr s r
r tr r r t s t s② t t ① t r ② tr s r r ás③ r s r r r á s r ② s ss rt t s s tt r t r t r P s ② Pá③ á ② Pét r t rs t② t② r t ② s s ás t r s ② st s t t r t t r s t s t t t t s s s str t r r t r t ① r t r
RészletesebbenFeketetest sugárzás. E = Q + W + W sug. E = Q + W + I * dt. ELTE II. Fizikus, 2005/2006 I. félév KISÉRLETI FIZIKA Hıtan (XI.
ELTE II. Fizikus, 2005/2006 I. félév KISÉRLETI FIZIKA Hıtan 0-. (XI. 29-30) Feketetest sugárzás A sugárzás egy újfajta energia transzport (W sug. ), ahol I * = S da, ρ t w j w, t w A kontinuitási egyenletbıl:
RészletesebbenEgyesített funkcionális renormálási csoport egyenlet
Egyesített funkcionális renormálási csoport egyenlet Nándori István MTA-DE Részecskefizikai Kutatócsoport, MTA-Atomki, Debrecen Magyar Fizikus Vándorgyűles, Debrecen, 2013 Kvantumtérelmélet Részecskefizika
RészletesebbenTypotex Kiadó. Jelölések
Jelölések a = dolgozók fogyasztása (12. fejezet és A. függelék) a i = egyéni tőkeállomány i éves korban A = társadalmi (aggregált) tőkeállomány b j = egyéni nyugdíj j éves korban b k = k-adik nyugdíjosztály
Részletesebben"Flat" rendszerek. definíciók, példák, alkalmazások
"Flat" rendszerek definíciók, példák, alkalmazások Hangos Katalin, Szederkényi Gábor szeder@scl.sztaki.hu, hangos@scl.sztaki.hu 2006. október 18. flatness - p. 1/26 FLAT RENDSZEREK: Elméleti alapok 2006.
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.
RészletesebbenCsászár Szilvia. Exponenciális dichotómia
Eötvös Loránd Tudományegyetem Természettudományi Kar Császár Szilvia Exponenciális dichotómia BSc szakdolgozat Témavezet : Dr. Kovács Sándor Numerikus Analízis Tanszék Budapest, 2015 Köszönetnyilvánítás
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
RészletesebbenKevés szabadsági fokú kvantumrendszerek dinamikai tulajdonságai
Kevés szabadsági fokú kvantumrendszerek dinamikai tulajdonságai Doktori értekezés Darázs Zoltán Készült: MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont, Szilárdtestfizikai és Optikai Intézet, Kvantumoptikai és Kvantuminformatikai
RészletesebbenRiemanngeometria 1 c. gyakorlat A Riemann-terekkel kapcsolatos fogalmak, jelölések
A Riemann-terekkel kapcsolatos fogalmak, jelölések Az R m euklideszi tér természetes bázisának az e 1 = (1, 0,..., 0),..., e m = (0,..., 0, 1) vektorokból álló bázist mondjuk. Legyen M egy összefügg nyílt
RészletesebbenGeometriai fázisok és spin dinamika. Zaránd Gergely Budapesti Műszaki és Gazdaságtudományi Egyetem
Geometriai fázisok és spin dinamika Zaránd Gergely Budapesti Műszaki és Gazdaságtudományi Egyetem Vázlat Hogyan manipulálnak egyetlen spint? Mitől relaxál egy spin? Magspinek (hiperfinom kölcsönhatás)
RészletesebbenA Dirac egyenlet pozitivitás-tartása
A Dirac egyenlet pozitivitás-tartása Barankai Norbert MTA-ELTE Theoretical Physics Research Group 1 Barankai Norbert A Dirac egyenlet pozitivitás-tartása Outline 1 Bevezetés Pályaintegrálok és szimuláció
RészletesebbenA Landauer szemléletmód
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
RészletesebbenKvantum renormálási csoport a
Kvantum renormálási csoport a Nagy Sándor, Polonyi János, Steib Imola Debreceni Egyetem, Elméleti Fizikai Tanszék Szeged, 2016. augusztus 25. a S. Nagy, J. Polonyi, I. Steib, Quantum renormalization group,
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
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 +
RészletesebbenBevezetés a részecske fizikába
Bevezetés a részecske fizikába Kölcsönhatások és azok jellemzése Kölcsönhatás Erősség Erős 1 Elektromágnes 1 / 137 10-2 Gyenge 10-12 Gravitációs 10-44 Erős kölcsönhatás Közvetítő részecske: gluonok Hatótávolság:
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
RészletesebbenAlkalmazott algebra - SVD
Alkalmazott algebra - SVD Ivanyos Gábor 20 sz Poz. szemidenit mátrixok spektrálfelbontásának általánosítása nem feltétlenül négyzetes mátrixokra LSI - mögöttes szemantikájú indexelés "Közelít " webkeresés
RészletesebbenLINEÁRIS MODELLBEN május. 1. Lineáris modell, legkisebb négyzetek elve
BECSLÉS ÉS HIPOTÉZISVIZSGÁLAT LINEÁRIS MODELLBEN Móri Tamás ELTE TTK Valószínűségelméleti és Statisztika Tanszék 2008 május Lineáris modell, legkisebb négyzetek elve Tegyük fel, hogy egy bizonyos pl fizikai)
RészletesebbenDinamika inhomogén közegben:
Dinamika inhomogén közegben: A diffúziótól a járványterjedésig Juhász Róbert juhasz.robert@wigner.mta.hu MTA Wigner FK, SZFI Dinamika inhomogén közegben:a diffúziótól a járványterjedésig p.1/28 Dinamika
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
RészletesebbenA MOLEKULADINAMIKAI MÓDSZEREK SZISZTEMATIKUS TÁRGYALÁSA: KLASSZIKUS DINAMIKA A POSTERIORI KORREKCIÓJA
A MOLEKULADINAMIKAI MÓDSZEREK SZISZTEMATIKUS TÁRGYALÁSA: KLASSZIKUS DINAMIKA A POSTERIORI KORREKCIÓJA KLASSZIKUS DINAMIKA Klasszkus magok mozognak egy elre elkészített potencálfelületen. Potencálfelület
Részletesebben1.1. 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
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.
Részletesebben1. feladatsor Komplex számok
. feladatsor Komplex számok.. Feladat. Kanonikus alakban számolva határozzuk meg az alábbi műveletek eredményét. (a) i 0 ; i 8 ; (b) + 4i; 3 i (c) ( + 5i)( 6i); (d) i 3+i ; (e) 3i ; (f) ( +3i)(8+i) ( 4
RészletesebbenDifferenciálegyenlet rendszerek
Differenciálegyenlet rendszerek (A kezdeti érték probléma. Lineáris differenciálegyenlet rendszerek, magasabb rendű lineáris egyenletek.) Szili László: Modellek és algoritmusok ea+gyak jegyzet alapján
RészletesebbenLineáris leképezések (előadásvázlat, szeptember 28.) Maróti Miklós, Kátai-Urbán Kamilla
Lineáris leképezések (előadásvázlat, 2012. szeptember 28.) Maróti Miklós, Kátai-Urbán Kamilla Ennek az előadásnak a megértéséhez a következő fogalmakat kell tudni: homogén lineáris egyenletrendszer és
RészletesebbenA maximum likelihood becslésről
A maximum likelihood becslésről Definíció Parametrikus becsléssel foglalkozunk. Adott egy modell, mellyel elképzeléseink szerint jól leírható a meghatározni kívánt rendszer. (A modell típusának és rendszámának
RészletesebbenFizikus Vándorgyűlés 2016 Szeged, augusztus 26.
Institut für Theoretische Physik, Freie Universität Berlin Fizikus Vándorgyűlés 2016 Szeged, 2016. augusztus 26. 1 / 30 Neumann-entrópia definíciója A ρ sűrűségmátrix Neumann-entrópiája S(ρ) = Trρ log
RészletesebbenKirchhoff 2. törvénye (huroktörvény) szerint az áramkörben levő elektromotoros erők. E i = U j (3.1)
3. Gyakorlat 29A-34 Egy C kapacitású kondenzátort R ellenálláson keresztül sütünk ki. Mennyi idő alatt csökken a kondenzátor töltése a kezdeti érték 1/e 2 ed részére? Kirchhoff 2. törvénye (huroktörvény)
Részletesebbenfˆ = Klasszikus mechanika Kvantummechanika Fizikai modell r: koordináta p: lendület Állapot ), komplex függvény Ψ(r 1 Fizikai mennyiség Mérés
Klasszikus mechanika r: koordináta p: lendület f(r,p) =f(r,p) Fizikai modell Állapot Fizikai mennyiség Mérés fˆ = rˆ r Kvantummechanika Ψ(r 1, r N ), komplex függvény f (rˆ, pˆ ) fˆ Ψ * 1 Ψdr,..., r
Részletesebbenegyenletesen, és c olyan színű golyót teszünk az urnába, amilyen színűt húztunk. Bizonyítsuk
Valószínűségszámítás 8. feladatsor 2015. november 26. 1. Bizonyítsuk be, hogy az alábbi folyamatok mindegyike martingál. a S n, Sn 2 n, Y n = t n 1+ 1 t 2 Sn, t Fn = σ S 1,..., S n, 0 < t < 1 rögzített,
RészletesebbenKözepek Gauss-kompozíciója Gondolatok egy versenyfeladat kapcsán
Gondolatok egy versenyfeladat kapcsán Debreceni Egyetem, Matematikai Intézet, Analízis Tanszék Regionális Matematika Szakkör Megnyitója Debrecen, 015. szeptember 7. AGH-egyenl tlenség Tétel Értelmezzük
RészletesebbenEgy szép és jó ábra csodákra képes. Az alábbi 1. ábrát [ 1 ] - ben találtuk; talán már máskor is hivatkoztunk rá.
Egy szép és jó ábr csodákr képes Az lábbi. ábrát [ ] - ben tláltuk; tlán már máskor is hivtkoztunk rá.. ábr Az különlegessége, hogy vlki nem volt rest megcsinál(tt)ni, még h sok is volt vele munk. Ennek
Részletesebben= e i1 e ik e j 1. tenzorok. A k = l = 0 speciális esetben e az R egységeleme. A. e q 1...q s. = e j 1...j l q 1...q s
3. TENZORANALÍZIS Legyen V egy n-dimenziós vektortér, V a duális tere, T (k,l) V = V V V V a (k, l)-típusú tenzorok tere. Megállapodás szerint T (0,0) V = R (általában az alaptest). Ha e 1,..., e n V egy
RészletesebbenMágneses monopólusok?
1 Mágneses monopólusok? (Atomcsill 2015 február) Palla László ELTE Elméleti Fizikai Tanszék 2 Maxwell egyenletek potenciálok, mértéktranszformáció legegyszerűbb e.m. mezők A klasszikus e g rendszer A monopólus
RészletesebbenLineáris algebra mérnököknek
B U D A P E S T I M Ű S Z A K I M A T E M A T I K A É S G A Z D A S Á G T U D O M Á N Y I I N T É Z E T E G Y E T E M Lineáris algebra mérnököknek BMETE93BG20 Vektorok 2019-09-10 MGFEA Wettl Ferenc ALGEBRA
RészletesebbenEvans-Searles fluktuációs tétel
Az idő folyásának iránya Evans-Searles fluktuációs tétel Osváth Szabolcs Semmelweis Egyetem a folyamatok iránya a termodinamikai második főtétele alapján Nincs olyan folyamat, amelynek egyetlen eredménye,
RészletesebbenEgy mozgástani feladat
1 Egy mozgástani feladat Előző dolgozatunk melynek jele és címe: ED ~ Ismét az ellipszis egyenleteiről folytatásának tekinthető ez az írás. Leválasztottuk róla, mert bár szorosan kapcsolódnak, más a céljuk.
RészletesebbenMTA Lendület Ultragyors nanooptika kutatócsoport MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont. Szeminárium: SZTE Elmélteti Fizikai Tanszék
Koherencia és kvantum-klasszikus megfeleltetés ultragyors lézer-atom kölcsönhatásban Ayadi Viktor MTA Lendület Ultragyors nanooptika kutatócsoport MTA Wigner Fizikai Kutatóközpont Szeminárium: SZTE Elmélteti
RészletesebbenBoros Endre. Rutgers University. XXXII. MOK Június 14.
Diszkrét Momentum Problémák Boros Endre Rutgers University XXXII. MOK 2017. Június 14. Prékopa András (1929-2016) emlékére Valószínűségi korlátok (Boole 1854, 1868 (1850)) E 1 = (A B C) (A B C) (A B C)
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
Részletesebben3. előadás Stabilitás
Stabilitás 3. előadás 2011. 09. 19. Alapfogalmak Tekintsük dx dt = f (t, x), x(t 0) = x 0 t (, ), (1) Jelölje t x(t; t 0, x 0 ) vagy x(.; t 0, x 0 ) a KÉF megoldását. Kívánalom: kezdeti állapot kis megváltozása
Részletesebbenalapvető tulajdonságai
A z a to m m a g o k alapvető tulajdonságai Mérhető mennyiségek Az atommagok mérete, tömege, töltése, spinje, mágneses momentuma, elektromos kvadrupól momentuma Az atommag töltés- és nukleon-eloszlása
RészletesebbenAdaptív dinamikus szegmentálás idősorok indexeléséhez
Adaptív dinamikus szegmentálás idősorok indexeléséhez IPM-08irAREAE kurzus cikkfeldolgozás Balassi Márton 1 Englert Péter 1 Tömösy Péter 1 1 Eötvös Loránd Tudományegyetem Informatikai Kar 2013. november
RészletesebbenAlkalmazott spektroszkópia
Alkalmazott spektroszkópia 009 Bányai István MR és a fémionok: koordinációs kémiai alkalmazások Bányai István Debreceni Egyetem TEK Kolloid- és Környezetkémiai Tanszék A mágnesség A mágneses erő: F pp
RészletesebbenAz elektron-foton kölcsönhatás (folyamatok)
Az elektron-foton kölcsönhatás (folyamatok) Itten most a Compton-szórás hatáskeresztmetszetét kell kiszámolni, felhasználva a QED-ben és úgy általában a kvantumtérelméletben ismert dolgokat (Feynman-szabályok,
RészletesebbenA Coulomb-törvény : 4πε. ahol, = coulomb = 1C. = a vákuum permittivitása (dielektromos álladója) elektromos térerősség : ponttöltés tere : ( r)
Villamosságtan A Coulomb-tövény : F 1 = 1 Q1Q 4π ahol, [ Q ] = coulomb = 1C = a vákuum pemittivitása (dielektomos álladója) 1 4π 9 { k} = = 9 1 elektomos téeősség : E ponttöltés tee : ( ) F E = Q = 1 Q
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,
RészletesebbenUniverzalitási osztályok nemegyensúlyi rendszerekben, Ódor Géza
Univerzalitási osztályok nemegyensúlyi rendszerekben, Ódor Géza odor@mfa.kfki.hu 1. Bevezetõ, dinamikus skálázás, kritikus exponensek, térelmélet formalizmus, renormalizáció, topológius fázis diagrammok,
RészletesebbenAz Univerzum felforrósodása
Az Univerzum felforrósodása Patkós András Eötvös Egyetem, Fizikai Intézet Vázlat Az inflációs korszak vége (gyors áttekintés) Az inflaton elbomlásának két hatásos módja: TACHYONIKUS INSTABILITÁS vs. PARAMETRIKUS
RészletesebbenKvantummechanika gyakorlo feladatok 1 - Megoldások. 1. feladat: Az eltolás operátorának megtalálásával teljesen analóg módon fejtsük Taylor-sorba
Kvatummechaika gyakorlo felaatok - Megolások felaat: z eltolás operátoráak megtalálásával teljese aalóg móo fejtsük Taylor-sorba a hullámfüggvéyt a változójába: ψr θ ϕ + ϕ ψr θ ϕ + ψr θ ϕ ϕ + ψr θ ϕ ϕ
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+ =
RészletesebbenKvantumcsatorna tulajdonságai
LOGO Kvantumcsatorna tulajdonságai Gyöngyösi László BME Villamosmérnöki és Informatikai Kar Informáci cióelméleti leti alapok összefoglalásasa Valószínűségszámítási alapok Egy A és egy B esemény szorzatán
Részletesebben7. Térelméleti S-mátrix, funkcionálintegrálok, Feynman-gráfok
7. Térelméleti S-mátrix, funkcionálintegrálok, Feynman-gráfok Lukács Árpád 2004. június 4.. Szórásjelenségek leírása. In és out-állapotok A részecskezikában leggyakrabban vizsgált kísérlettípus: a végtelenb
Részletesebbendifferenciálegyenletek
Állandó együtthatójú lineáris homogén differenciálegyenletek L[y] = y (n) + a 1y (n 1) + + a ny = 0 a i R (1) a valós, állandó együtthatójú lineáris homogén n-ed rendű differenciálegyenlet Megoldását y
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.
RészletesebbenAnalízis. 1. fejezet Normált-, Banach- és Hilbert-terek. 1. Definíció. (K n,, ) vektortér, ha X, Y, Z K n és a, b K esetén
1. fejezet Analízis 1.1. Normált-, Banach- és Hilbert-terek. Zártés teljes ortonormált rendszer. Fourier-sor. Riesz-Fischer tétel Hilbert-térben. Szeparábilis Hilbert terek izomorfiája. 1.1.1. Normált-,
Részletesebben2010. augusztus szeptember 3. Tihany
Neutrínó oszcilláció és kvantummechanikai tárgyalása Atomfizikai Tanszék Eötvös Egyetem, Budapest 2010. augusztus 30. - szeptember 3. Tihany M.B. BSc dolgozata alapján Tartalom aaa Neutrínó eltünési mérések
RészletesebbenVerhóczki László. Riemann-geometria. el adásjegyzet. ELTE TTK Matematikai Intézet Geometriai Tanszék
Verhóczki László Riemann-geometria el adásjegyzet ELTE TTK Matematikai Intézet Geometriai Tanszék A jegyzetben használt jelölések a sokaságokkal kapcsolatosan u i : R m R a természetes i-edik koordináta-függvény
RészletesebbenPrincipal Component Analysis
Principal Component Analysis Principal Component Analysis Principal Component Analysis Definíció Ortogonális transzformáció, amely az adatokat egy új koordinátarendszerbe transzformálja úgy, hogy a koordináták
RészletesebbenSztochasztikus temporális logikák
Sztochasztikus temporális logikák Teljesítmény és szolgáltatásbiztonság jellemzők formalizálása és ellenőrzése Majzik István Budapesti Műszaki és Gazdaságtudományi Egyetem Méréstechnika és Információs
RészletesebbenRádl Attila december 11. Rádl Attila Spalláció december / 21
Spalláció Rádl Attila 2018. december 11. Rádl Attila Spalláció 2018. december 11. 1 / 21 Definíció Atommagok nagyenergiás részecskével történő ütközése során másodlagos részecskéket létrehozó rugalmatlan
RészletesebbenEnzimreakciók Aktiválási energia számítások Bevezetés a kinetikába. OH - + CH 3 Cl HO...CH HOCH 3 + Cl -
Bevezetés ketkáb Bevezetés ketkáb A B j k j,l C l D,j,l, kvtuállpotok őérséklettől függő sebesség álldó [ A] d[ B] d T dt dt )[ A][ B] [A], [B] A és B kocetrácój [ A ] f A ( T )[ A] f A eloszlásfüggvéy
RészletesebbenKvantumos jelenségek lézertérben
Kvantumos jelenségek lézertérben Atomfizika Benedict Mihály SZTE Elméleti Fizikai Tanszék Az előadást támogatta a TÁMOP-4.2.1/B-09/1/KONV-2010-0005 sz. Kutatóegyetemi Kiválósági Központ létrehozása a Szegedi
Részletesebben