量子臨界点近傍の超伝導

量子臨界現象におけるトポロジー

大学院共通授業科目 トポロジー理工学特別講義 量子臨界現象におけるトポロジー 理学研究院物理学部門網塚浩 1. 重い電子状態の現象論と微視的機構. 量子相転移と非フェルミ液体異常 3. 量子臨界異常の観測例 4. 量子相転移とトポロジー 1. 重い電子状態の現象論と微視的機構 弱 局在性 強 s,p 4d 3d 5f 4f 通常 属 ransition Heavy electron metal Valence

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スピン流で観る物理現象 大阪大学大学院理学研究科物理学専攻 新見康洋 スピントロニクスとは スピン エレクトロニクス メモリ産業と深くつなが ている メモリ産業と深くつながっている スピン ハードディスクドライブの読み取りヘッド N 電荷 -e スピンの流れ ピ の流れ スピン流 S 巨大磁気抵抗効果 ((GMR)) from http://en.wikipedia.org/wiki/disk_readand-write_head

1 [1, 2, 3, 4] CeCu 2 (Si 1 x Ge x ) 2 CeMIn 5 (M=Co,Rh,Ir) UGe 2 URhGe δ δ c [5] Fermi Fermi [6, 7, 8] Fermi 2 1 CeIn 3 [9] UCu 5 x Pd x [10] CeCu 5.

1 [1, 2, 3, 4] CeCu 2 (Si 1 x Ge x ) 2 CeMIn 5 (M=Co,Rh,Ir) UGe 2 URhGe δ δ c [5] Fermi Fermi [6, 7, 8] Fermi 2 1 CeIn 3 [9] UCu 5 x Pd x [10] CeCu 5.2 Ag 0.8 [11] δ 1 2 1 1: ( )CeIn 3 [9] ( )UCu 5 x Pd

: (a) ( ) A (b) B ( ) A B 11.: (a) x,y (b) r,θ (c) A (x) V A B (x + dx) ( ) ( 11.(a)) dv dt = 0 (11.6) r= θ =

1 11 11.1 ψ e iα ψ, ψ ψe iα (11.1) *1) L = ψ(x)(γ µ i µ m)ψ(x) ) ( ) ψ e iα(x) ψ(x), ψ(x) ψ(x)e iα(x) (11.3) µ µ + iqa µ (x) (11.4) A µ (x) A µ(x) = A µ (x) + 1 q µα(x) (11.5) 11.1.1 ( ) ( 11.1 ) * 1)

５. 磁性イオン間の相互作用

第 6 回. 量子スピン系の基礎 量子効果 (=/ の場合 ) =/ の つスピンが反強磁性的に相互作用している場合 最低エネルギー状態 H J 古典スピン /> -/> あるいは -/> /> H J J z z 量子スピン ( / / / / ) z z x x y H J J( Resonate することでエネルギーを得する J E=-J/4 y = + ) E=-3J/4 スピンの大きさ 0

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物性物理学 IA 平成 21 年度前期東京大学大学院講義 東京大学物性研究所高田康民 2009 年 4 月 10 日 -7 月 17 日 (15 回 ) 金曜日 2 時限 (10:15-11:45) 15 11 理学部 1 号館 207 号室 講義は自己充足的 量子力学 ( 第 2 量子化を含む ) 統計力学 場の量子論のごく初歩を仮定 最後の約 10 分間は関連する最先端の研究テーマを雑談風に紹介する

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平成 24 年度大学院共通授業科目トポロジー理工学特別講義 Ⅱ 有機導体における密度波状態 応用物理学専攻トポロジー工学研究室 DC1 上遠野一広 目次 低次元導体, 有機導体の特徴について ゆらぎと次元性の関係と朝永 -Luttinger 液体 (g-gology) 私の研究について 目次 低次元導体, 有機導体の特徴について ゆらぎと次元性の関係と朝永 -Luttinger 液体 (g-gology)

C el = 3 2 Nk B (2.14) c el = 3k B C el = 3 2 Nk B

I ino@hiroshima-u.ac.jp 217 11 14 4 4.1 2 2.4 C el = 3 2 Nk B (2.14) c el = 3k B 2 3 3.15 C el = 3 2 Nk B 3.15 39 2 1925 (Wolfgang Pauli) (Pauli exclusion principle) T E = p2 2m p T N 4 Pauli Sommerfeld

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008 年度冬学期 量子化学 Ⅲ 章量子化学の応用 4.4. 相対論的効果 009 年 月 8 日 担当 : 常田貴夫准教授 相対性理論 A. Einstein 特殊相対論 (905 年 ) 相対性原理: ローレンツ変換に対して物理法則の形は不変 光速度不変 : 互いに等速運動する座標系で光速度は常に一定 ミンコフスキーの4 次元空間座標系 ( 等速系のみ ) 一般相対論 (96 年 ) 等価原理

有限密度での非一様なカイラル凝縮と クォーク質量による影響

空間的に非一様なカイラル凝縮に対する current quark mass の影響 東京高専 前段眞治 東京理科大学セミナー 2010.9.6 1 1.Introduction 低温 高密度における QCD の振る舞い 中性子星 compact star クォーク物質の理解に重要 T 0 での QCD の基底状態 カイラル対称性の破れた相 カラー超伝導相 μ 2 有限密度において fermionic

領域シンポ発表

1 次元の減衰運動の中の強制振動 ) ( f d d d d d e f e ce ) ( si ) ( 1 ) ( cos ω =ω -γ とおくと 一般解は 外力 f()=f siω の場合 f d d d d si f ce f ce si ) cos( cos si ) cos( この一般解は 1 φ は外力と変位との間の位相差で a 時間が経つと 第 1 項は無視できる この場合の振幅を

体状態を保持したまま 電気伝導の獲得という電荷が担う性質の劇的な変化が起こる すなわ ち電荷とスピンが分離して振る舞うことを示しています そして このような状況で実現して いる金属が通常とは異なる特異な金属であることが 電気伝導度の温度依存性から明らかにされました もともと電子が持っていた電荷やスピ

4. 発表内容 : 電子は電荷とスピンを持っており 電荷は電気伝導の起源 スピンは磁性の起源になって います 電荷同士の反発力が強い物質中では 結晶の格子点上に二つの電荷が同時に存在する ことができません その結果 結晶の格子点の数と電子の数が等しい場合は 電子が一つずつ各格子点上に止まったモット絶縁体と呼ばれる状態になります ( 図 1) モット絶縁体の多く は 隣接する結晶格子点に存在する電子のスピン同士が逆向きになろうとする相互作用の効果

GJG160842_O.QXD

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光が作る周期構造 : 光格子 λ/2 光格子の中を運動する原子 左図のように レーザー光を鏡で反射させると 光の強度が周期的に変化した 定在波 ができます 原子にとっては これは周期的なポテンシャルと感じます これが 光格子 です 固体 : 結晶格子の中を運動する電子 隣の格子へ 格子の中を運動する粒子集団 Quantum Simulation ( ハバードモデル ) J ( トンネル ) 移動粒子間の

観測的宇宙論workshop.pptx

名古屋 大学宇宙論論研究室 嵯峨承平 ( 共同研究者 : 市來來淨與, 杉 山直 ) 2013/12/4 観測的宇宙論論 workshop 1/20 目次 1. イントロ 2. 2 次摂動論論 3. 重 力力波 ( 線形摂動 ) 4. 重 力力波 (2 次摂動 ) 5. まとめ 2/20 1. イントロ 非ガウス性 重 力力レンズ効果 2 次ドップラー効果 2 次重 力力波 磁場 Mode coupling

氏 名 田 尻 恭 之 学 位 の 種 類 博 学 位 記 番 号 工博甲第２４０号 学位与の日付 平成１８年３月２３日 学位与の要件 学位規則第４条第１項該当 学 位 論 文 題 目 La1-x Sr x MnO 3 ナノスケール結晶における新奇な磁気サイズ 士 工学 効果の研究 論 文 審 査

九州工業大学学術機関リポジトリ Title La1-xSrxMnO3ナノスケール結晶における新奇な磁気サイズ効果の研究 Author(s) 田尻, 恭之 Issue Date 2006-06-30 URL http://hdl.handle.net/10228/815 Rights Kyushu Institute of Technology Academic Re 氏 名 田 尻 恭 之 学 位

超伝導状態の輸送方程式におけるゲージ不変性とホール効果

超伝導状態の輸送方程式におけるゲージ不変性とホール項 輸送方程式について 研究の歴史 微視的導出法 問題点 - 項 超伝導体の 効果の実験 北大 理 物理北孝文 非平衡状態の摂動論 の方法 輸送方程式の微視的導出と問題点 ゲージ不変性とホール項 まとめ バイロイト 月 - 月 カールスルーエ 月 - 月 カールスルーエのお城 モーゼル渓谷 ザルツカンマ - グート ( オーストリア ) バイロイト近郊

d > 2 α B(y) y (5.1) s 2 = c z = x d 1+α dx ln u 1 ] 2u ψ(u) c z y 1 d 2 + α c z y t y y t- s 2 2 s 2 > d > 2 T c y T c y = T t c = T c /T 1 (3.

5 S 2 tot = S 2 T (y, t) + S 2 (y) = const. Z 2 (4.22) σ 2 /4 y = y z y t = T/T 1 2 (3.9) (3.15) s 2 = A(y, t) B(y) (5.1) A(y, t) = x d 1+α dx ln u 1 ] 2u ψ(u), u = x(y + x 2 )/t s 2 T A 3T d S 2 tot S

カイラル秩序をもつ磁性体のスピンダイナミクス

発表の流れ カイラル秩序をもつ磁性体 LiCuVO4 本研究の目的 一次元モデル 三次元モデル スピン フロップ転移の発現機構 三方向印加磁場に対するスピンの振る舞い LiCuVO4 の豊かな物性 1 スピンフラストレート鎖 Cu 2+ CuO2 chin J 1 =-1.6meV( 強磁性 ) J 2 =3.8meV( 反強磁性 ) LiCuVO4 結晶構造 [1] カイラル秩序 90 低磁場 (

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年度 物理化学 Ⅱ 講義ノート. 二原子分子の振動. 調和振動子近似 モデル 分子 = 理想的なバネでつながった原子 r : 核間距離, r e : 平衡核間距離, : 変位 ( = r r e ), k f : 力の定数ポテンシャルエネルギー ( ) k V = f (.) 古典運動方程式 [ 振動数 ] 3.3 d kf (.) dt μ : 換算質量 (m, m : 原子, の質量 ) mm

global global mass region (matter ) & (I) M3Y semi-microscopic int. Ref.: H. N., P. R. C68, ( 03) N. P. A722, 117c ( 03) Proc. of NENS03 (to be

Gogny hard core spin-isospin property @ RCNP (Mar. 22 24, 2004) Collaborator: M. Sato (Chiba U, ) ( ) global global mass region (matter ) & (I) M3Y semi-microscopic int. Ref.: H. N., P. R. C68, 014316

<4D F736F F F696E74202D20906C8D488AC28BAB90DD8C7689F090CD8D488A D91E F1>

人工環境設計解析工学構造力学と有限要素法 ( 第 回 ) 東京大学新領域創成科学研究科 鈴木克幸 固体力学の基礎方程式 変位 - ひずみの関係 適合条件式 ひずみ - 応力の関係 構成方程式 応力 - 外力の関係 平衡方程式 境界条件 変位規定境界 反力規定境界 境界条件 荷重応力ひずみ変形 場の方程式 Γ t Γ t 平衡方程式構成方程式適合条件式 構造力学の基礎式 ひずみ 一軸 荷重応力ひずみ変形

銅酸化物高温超伝導体の フェルミ面を二分する性質と 超伝導に対する上純物効果

トポロジー理工学特別講義 Ⅱ 2011 年 2 月 4 日 銅酸化物高温超伝導体の フェルミ面を二分する性質と 超伝導に対する丌純物効果 理学院量子理学専攻博士課程 3 年 黒澤徹 supervisors: 小田先生 伊土先生 アウトライン 走査トンネル顕微鏡 (STM: Scanning Tunneling Microscopy) 角度分解光電子分光 (ARPES: Angle-Resolved

chap9.dvi

9 AR (i) (ii) MA (iii) (iv) (v) 9.1 2 1 AR 1 9.1.1 S S y j = (α i + β i j) D ij + η j, η j = ρ S η j S + ε j (j =1,,T) (1) i=1 {ε j } i.i.d(,σ 2 ) η j (j ) D ij j i S 1 S =1 D ij =1 S>1 S =4 (1) y j =

ଗȨɍɫȮĘർǻ 図 : a)3 次元自由粒子の波数空間におけるエネルギー固有値の分布の様子 b) マクロなサイズの系 L ) における W E) と ΩE) の対応 として与えられる 周期境界条件を満たす波数 kn は kn = πn, L n = 0, ±, ±, 7) となる 長さ L の有限

: Email: mizushima@mp.es.osaka-u.ac.jp, D38 0 08 5 S = k B ln W ) W n [] [] 5 N. 6 d h m dx ϕ nx) = E n ϕ n x) ) L 5 ϕ n x = 0) = ϕ n x = L) = 0, N k n ϕ n = N sink n x), E n = h k n m 3) k n = nπ, n =,,

lim lim lim lim 0 0 d lim 5. d 0 d d d d d d 0 0 lim lim 0 d

lim 5. 0 A B 5-5- A B lim 0 A B A 5. 5- 0 5-5- 0 0 lim lim 0 0 0 lim lim 0 0 d lim 5. d 0 d d d d d d 0 0 lim lim 0 d 0 0 5- 5-3 0 5-3 5-3b 5-3c lim lim d 0 0 5-3b 5-3c lim lim lim d 0 0 0 3 3 3 3 3 3

4. 発表内容 : 超伝導とは 低温で電子がクーパー対と呼ばれる対状態を形成することで金属の電気抵抗がゼロになる現象です これを室温で実現することができれば エネルギー損失のない送電や蓄電が可能になる等 工業的な応用の観点からも重要視され これまで盛んに研究されてきました 超伝導発現のメカニズム す

電子軌道の量子揺らぎによる新しい超伝導 1. 発表者 : 松本洋介 ( 東京大学物性研究所新物質科学研究部門助教 ) 辻本真規 ( 東京大学大学院新領域創成科学研究科基盤科学研究系物質系専攻博士課程 1 年 ) 冨田崇弘 ( 東京大学物性研究所新物質科学研究部門特任研究員 ) 酒井明人 ( アウグスブルグ大学日本学術振興会海外特別研究員 東京大学物性研究所新物質科学研究部門元博士課程学生 ) 中辻知

素粒子物理学２ 素粒子物理学序論B 2010年度講義第2回

素粒子物理学２ 素粒子物理学序論B 2010年度講義第2回 =1.055 10 34 J sec =6.582 10 22 MeV sec c = 197.33 10 15 MeV m = c = c =1 1 m p = c(mev m) 938M ev = 197 10 15 (m) 938 =0.2 10 13 (cm) 1 m p = (MeV sec) 938M ev = 6.58

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分子性物質 ー磁性体ー ( 物性研究所 新物質科学研究部門 ) 森初果 磁化率と磁気モーメント * 磁化率 χ M (emu mol - ) M: mol あたりの磁化 常磁性と反磁性の寄与 : 磁場 * 電子の磁気モーメントスピン電子の自転 スピン角運動量 ħs/ħ (s; スピン量子数 /) スピンの磁気モーメント µ s -µ s (s/ µ s -µ ) 上向き 下向きスピン状態の占有数の差に由来

Observation of Scaling in the Dynamics of a Strongly Quenched Quantum Gas 強力に急冷された量子ガスのダイナミクスにおけるスケーリングの観測

Observation of Scaling in the Dynamics of a Strongly Quenched Quantum Gas 超クエンチされた量子ガスのダイナミクスにおけるスケーリングの観測 E. Nicklas, M. Karl, M. Höfer, A. Johnson, W. Muessel, H. Strobel, J. Tomkovič, T. Gasenzer, and

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東北大学サイクロトロン ラジオアイソトープセンター測定器研究部内山愛子 2 電子の永久電気双極子能率 EDM : Permanent Electric Dipole Moment 電子のスピン方向に沿って生じる電気双極子能率 標準模型 (SM): クォークを介した高次の効果で電子 EDM ( d e ) が発現 d e SM < 10 38 ecm M. Pospelov and A. Ritz,

パソコンシミュレータの現状

第 2 章微分 偏微分, 写像 豊橋技術科学大学森謙一郎 2. 連続関数と微分 工学において物理現象を支配する方程式は微分方程式で表されていることが多く, 有限要素法も微分方程式を解く数値解析法であり, 定式化においては微分 積分が一般的に用いられており. 数学の基礎知識が必要になる. 図 2. に示すように, 微分は連続な関数 f() の傾きを求めることであり, 微小な に対して傾きを表し, を無限に

1 1.1 H = µc i c i + c i t ijc j + 1 c i c j V ijklc k c l (1) V ijkl = V jikl = V ijlk = V jilk () t ij = t ji, V ijkl = V lkji (3) (1) V 0 H mf = µc

013 6 30 BCS 1 1.1........................ 1................................ 3 1.3............................ 3 1.4............................... 5 1.5.................................... 5 6 3 7 4 8

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. エネルギーギャップとrllouゾーン ブリルアン領域,t_8.. 周期ポテンシャル中の電子とエネルギーギャップ 簡単のため 次元に間隔 で原子が並んでいる結晶を考える 右方向に進行している電子の波は 間隔 で規則正しく並んでいる原子が作る格子によって散乱され 左向きに進行する波となる 波長 λ が の時 r の反射条件 式を満たし 両者の波が互いに強め合い 定在波を作る つまり 式 式を満たす波は

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シミュレーション工学 ( 後半 ) 東京大学人工物工学研究センター 鈴木克幸 CA( Compter Aded geerg ) r. Jaso Lemo (SC, 98) 設計者が解析ツールを使いこなすことにより 設計の評価 設計の質の向上を図る geerg の本質の 計算機による支援 (CA CAM などより広い名前 ) 様々な汎用ソフトの登場 工業製品の設計に不可欠のツール 構造解析 流体解析

( 全体 ) 年 1 月 8 日,2017/1/8 戸田昭彦 ( 参考 1G) 温度計の種類 1 次温度計 : 熱力学温度そのものの測定が可能な温度計 どれも熱エネルギー k B T を

( 全体 htt://home.hiroshima-u.ac.j/atoda/thermodnamics/ 9 年 月 8 日,7//8 戸田昭彦 ( 参考 G 温度計の種類 次温度計 : 熱力学温度そのものの測定が可能な温度計 どれも熱エネルギー k T を単位として決められている 9 年 月 日 ( 世界計量記念日 から, 熱力学温度 T/K の定義も熱エネルギー k T/J に基づく. 定積気体温度計

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. 化学反応と溶液 - 遷移状態理論と溶液論 -.. 遷移状態理論 と溶液論 7 年 5 月 5 日 衝突論と遷移状態理論の比較 + 生成物 原子どうしの反応 活性錯体 ( 遷移状態 ) は 3つの並進 つの回転の自由度をもつ (1つの振動モードは分解に相当 ) 3/ [ ( m m) T] 8 IT q q π + π tansqot 3 h h との並進分配関数 [ πmt] 3/ [ ] 3/

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有効理論を用いた vector like クォーク模型に対する B 中間子稀崩壊からの制限 (Work in progre) 広大院理 高橋隼也 共同研究者 : 広大院理, 広大 CORE-U 広大院理 島根大総合理工 両角卓也 清水勇介 梅枝宏之 導入 標準模型 (SM) のクォーク 標準模型は 6 種類のクォークの存在を仮定 アップタイプ ダウンタイプ u c t d 更にクォークが存在する可能性は?

物性物理学I_2.pptx

phonon U r U = nαi U ( r nαi + u nαi ) = U ( r nαi ) + () nαi,β j := nαi β j U r nαi r β j > U r nαi r u nαiuβ j + β j β j u β j n α i () nαi,β juβj 調和振動子近似の復習 極 小 値近傍で Tylor展開すると U ( x) = U ( x ) + (

素粒子物理学2 素粒子物理学序論B 2010年度講義第4回

素粒子物理学 素粒子物理学序論B 010年度講義第4回 レプトン数の保存 崩壊モード 寿命(sec) n e ν 890 崩壊比 100% Λ π.6 x 10-10 64% π + µ+ νµ.6 x 10-8 100% π + e+ νe 同上 1. x 10-4 Le +1 for νe, elμ +1 for νμ, μlτ +1 for ντ, τレプトン数はそれぞれの香りで独立に保存

m dv = mg + kv2 dt m dv dt = mg k v v m dv dt = mg + kv2 α = mg k v = α 1 e rt 1 + e rt m dv dt = mg + kv2 dv mg + kv 2 = dt m dv α 2 + v 2 = k m dt d

m v = mg + kv m v = mg k v v m v = mg + kv α = mg k v = α e rt + e rt m v = mg + kv v mg + kv = m v α + v = k m v (v α (v + α = k m ˆ ( v α ˆ αk v = m v + α ln v α v + α = αk m t + C v α v + α = e αk m

スライド 1

相対論的プラズマにおける PIC シミュレーションに伴う数値チェレンコフ不安定の特性ついて 宇宙物理学研究室 4 年池谷直樹 研究背景と目的 0 年 Ie Cube 国際共同実験において超高エネルギーニュートリノを検出 780Tev-5.6PeV 890TeV-8.5PeV 相互作用が殆んど起こらないため銀河磁場による軌道の湾曲が無く 正確な到来方向の情報 を得られる可能性がある ニュートリノから高エネルギー宇宙線の起源を追う

フィードバック ~ 様々な電子回路の性質 ~ 実験 (1) 目的実験 (1) では 非反転増幅器の増幅率や位相差が 回路を構成する抵抗値や入力信号の周波数によってどのように変わるのかを調べる 実験方法 図 1 のような自由振動回路を組み オペアンプの + 入力端子を接地したときの出力電圧 が 0 と

フィードバック ~ 様々な電子回路の性質 ~ 実験 (1) 目的実験 (1) では 非反転増幅器の増幅率や位相差が 回路を構成する抵抗値や入力信号の周波数によってどのように変わるのかを調べる 実験方法 図 1 のような自由振動回路を組み オペアンプの + 入力端子を接地したときの出力電圧 が 0 となるように半固定抵抗器を調整する ( ゼロ点調整のため ) 図 1 非反転増幅器 2010 年度版物理工学実験法

低次元フェルミ系における集団励起と熱電輸送

低次元フェルミ系におけ る集団励起と熱電輸送 栗原進研究室博士課程 3 年吉元広行 研究課題 低次元フェルミ粒子系での集団励起 について興味深い現象を探る Ⅰ1 次元電荷密度波での熱電輸送 Ⅱ 次元調和ポテンシャル中の中性フェルミ気体の集団励起 Ⅰ1 次元電荷密度波での熱電輸送 熱電輸送と電荷密度波 背景 電荷密度波 モデルと計算手法 Fröhlich ハミルトニアン 摂動計算 結果と考察 熱起電力

0406_total.pdf

59 7 7.1 σ-ω σ-ω σ ω σ = σ(r), ω µ = δ µ,0 ω(r) (6-4) (iγ µ µ m U(r) γ 0 V (r))ψ(x) = 0 (7-1) U(r) = g σ σ(r), V (r) = g ω ω(r) σ(r) ω(r) (6-3) ( 2 + m 2 σ)σ(r) = g σ ψψ (7-2) ( 2 + m 2 ω)ω(r) = g ω ψγ

光格子中におけるスピン密度　　　インバランスフェルミ気体の安定性

光格子中における 2 成分超流動フェルミ気体の安定性 栗原研究室修士 2 年湯前慶大 目次 < 先行研究 > BCS-BEC クロスオーバー領域におけるフェルミ気体の超流動性 光格子中における超流動臨界速度 ( 実験 ) 空間的に一様な系における超流動臨界速度 ( 理論 ) < 本研究 > モデル 手法 光格子中における超流動励起スペクトル 光格子中における超流動臨界速度 BCS ー BEC クロスオーバー

ニュートン重力理論.pptx

3 ニュートン重力理論 1. ニュートン重力理論の基本 : 慣性系とガリレイ変換不変性 2. ニュートン重力理論の定式化 3. 等価原理 4. 流体力学方程式とその基礎 3.1 ニュートン重力理論の基本 u ニュートンの第一法則 = 力がかからなければ 等速直線運動を続ける u 等速直線運動に見える系を 慣性系 と呼ぶ ² 直線とはどんな空間の直線か? ニュートン理論では 3 次元ユークリッド空間

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物理学会大阪支部公開シンポジウム 超 の物理 st, Oct. 0 アウトライン 超伝導研究の新世紀 石田憲二 京都大学大学院理学研究科物理学第一教室固体量子物性研究室 超伝導の紹介 Keyword 金属中の電子の不思議 粒子 ( 電子 ) の量子性 電子間の引力相互作用 最近発見された超伝導体 量子性 : 超 の世界の法則 0 超伝導の発見年は超伝導研究の新世紀!! 超伝 ( 電 ) 導の応用 巨大超伝導磁石

磁性物理学 - 遷移金属化合物磁性のスピンゆらぎ理論

email: takahash@sci.u-hyogo.ac.jp May 14, 2009 Outline 1. 2. 3. 4. 5. 6. 2 / 262 Today s Lecture: Mode-mode Coupling Theory 100 / 262 Part I Effects of Non-linear Mode-Mode Coupling Effects of Non-linear

講義ノート 物性研究 電子版 Vol.3 No.1, (2013 年 T c µ T c Kammerlingh Onnes 77K ρ 5.8µΩcm 4.2K ρ 10 4 µωcm σ 77K ρ 4.2K σ σ = ne 2 τ/m τ 77K

2 2 T c µ T c 1 1.1 1911 Kammerlingh Onnes 77K ρ 5.8µΩcm 4.2K ρ 1 4 µωcm σ 77K ρ 4.2K σ σ = ne 2 τ/m τ 77K τ 4.2K σ 58 213 email:takada@issp.u-tokyo.ac.jp 1933 Meissner Ochsenfeld λ = 1 5 cm B = χ B =

1 12 CP 12.1 SU(2) U(1) U(1) W ±,Z [ ] [ ] [ ] u c t d s b [ ] [ ] [ ] ν e ν µ ν τ e µ τ (12.1a) (12.1b) u d u d +W u s +W s u (udd) (Λ = uds)

1 1 CP 1.1 SU() U(1) U(1) W ±,Z 1 [ ] [ ] [ ] u c t d s b [ ] [ ] [ ] ν e ν µ ν τ e µ τ (1.1a) (1.1b) u d u d +W u s +W s u (udd) (Λ = uds) n + e + ν e d u +W u + e + ν e (1.a) Λ + e + ν e s u +W u + e

2009 年 11 月 16 日版 ( 久家 ) 遠地 P 波の変位波形の作成 遠地 P 波の変位波形 ( 変位の時間関数 ) は 波線理論をもとに P U () t = S()* t E()* t P() t で近似的に計算できる * は畳み込み積分 (convolution) を表す ( 付録

遠地 波の変位波形の作成 遠地 波の変位波形 ( 変位の時間関数 ) は 波線理論をもとに U () t S() t E() t () t で近似的に計算できる は畳み込み積分 (convolution) を表す ( 付録 参照 ) ここで St () は地震の断層運動によって決まる時間関数 1 E() t は地下構造によって生じる種々の波の到着を与える時間関数 ( ここでは 直達 波とともに 震源そばの地表での反射波や変換波を与える時間関数

. ev=,604k m 3 Debye ɛ 0 kt e λ D = n e n e Ze 4 ln Λ ν ei = 5.6π / ɛ 0 m/ e kt e /3 ν ei v e H + +e H ev Saha x x = 3/ πme kt g i g e n

003...............................3 Debye................. 3.4................ 3 3 3 3. Larmor Cyclotron... 3 3................ 4 3.3.......... 4 3.3............ 4 3.3...... 4 3.3.3............ 5 3.4.........

ハルデン相を特徴付けるストリング秩序の有限サイズスケーリング

-1- 吉田研究室コロキウム 2008/06/09 ハルデン相を特徴付けるストリング秩序の 有限サイズスケーリング 阪大基礎工上田宏 -2- アウトライン はじめに 少しだけ自己紹介 相転移に関する予備知識 相転移を身近に感じるために 秩序変数と自発的対称性の破れ モデル計算の流れ ( 一例 ) 量子相転移の相境界を新たな手法で捉える 数値解析手法の現状と新手法の提案 既知の相図 (S=1XXZ 鎖

粒子と反粒子

対称性の破れをめぐる 50 年の歩み 小林誠 1956 T.D.Lee and C.N.Yang パリティ対称性の破れ 反粒子とは? 粒子には対応する反粒子が存在する 粒子と反粒子の質量は等しい粒子と反粒子の電荷は符号が反対 電子 e - 陽電子 e 反粒子が実際に使われている例 PET( 陽電子放射断層写真 ) 脳研究やがん診断で活躍 ディラック方程式 反粒子発見のきっかけ 近代物理学の 本の柱

4. ϵ(ν, T ) = c 4 u(ν, T ) ϵ(ν, T ) T ν π4 Planck dx = 0 e x 1 15 U(T ) x 3 U(T ) = σt 4 Stefan-Boltzmann σ 2π5 k 4 15c 2 h 3 = W m 2 K 4 5.

A 1. Boltzmann Planck u(ν, T )dν = 8πh ν 3 c 3 kt 1 dν h 6.63 10 34 J s Planck k 1.38 10 23 J K 1 Boltzmann u(ν, T ) T ν e hν c = 3 10 8 m s 1 2. Planck λ = c/ν Rayleigh-Jeans u(ν, T )dν = 8πν2 kt dν c

B

B YES NO 5 7 6 1 4 3 2 BB BB BB AA AA BB 510J B B A 510J B A A A A A A 510J B A 510J B A A A A A 510J M = σ Z Z = M σ AAA π T T = a ZP ZP = a AAA π B M + M 2 +T 2 M T Me = = 1 + 1 + 2 2 M σ Te = M 2 +T

Microsoft Word - Web掲載用 CEMS-KentaroUEDA_他機関確認用_工学部【広報課確認】 - コピー.docx

PRESS RELEASE 2017 年 5 月 23 日理化学研究所東京大学 固体中の相対論的電子による新しい相転移現象を発見 - トポロジカル電子状態の理解と発展に道 - 要旨理化学研究所 ( 理研 ) 創発物性科学研究センター強相関物性研究グループの上田健太郎研修生 ( 研究当時 ) 金子竜馬研修生( 東京大学大学院工学系研究科大学院生 ) 十倉好紀グループディレクター( 同教授 ) 強相関界面研究グループの藤岡淳客員研究員

H 0 H = H 0 + V (t), V (t) = gµ B S α qb e e iωt i t Ψ(t) = [H 0 + V (t)]ψ(t) Φ(t) Ψ(t) = e ih0t Φ(t) H 0 e ih0t Φ(t) + ie ih0t t Φ(t) = [

3 3. 3.. H H = H + V (t), V (t) = gµ B α B e e iωt i t Ψ(t) = [H + V (t)]ψ(t) Φ(t) Ψ(t) = e iht Φ(t) H e iht Φ(t) + ie iht t Φ(t) = [H + V (t)]e iht Φ(t) Φ(t) i t Φ(t) = V H(t)Φ(t), V H (t) = e iht V (t)e

ハートレー近似（Hartree aproximation)

ハートリー近似 ( 量子多体系の平均場近似 1) 0. ハミルトニアンの期待値の変分がシュレディンガー方程式と等価であること 1. 独立粒子近似という考え方. 電子系におけるハートリー近似 3.3 電子系におけるハートリー近似 Mde by R. Okmoto (Kyushu Institute of Technology) filenme=rtree080609.ppt (0) ハミルトニアンの期待値の変分と

FEM原理講座　（サンプルテキスト）

サンプルテキスト FEM 原理講座 サイバネットシステム株式会社 8 年 月 9 日作成 サンプルテキストについて 各講師が 講義の内容が伝わりやすいページ を選びました テキストのページは必ずしも連続していません 一部を抜粋しています 幾何光学講座については 実物のテキストではなくガイダンスを掲載いたします 対象とする構造系 物理モデル 連続体 固体 弾性体 / 弾塑性体 / 粘弾性体 / 固体

H.Haken Synergetics 2nd (1978)

27 3 27 ) Ising Landau Synergetics Fokker-Planck F-P Landau F-P Gizburg-Landau G-L G-L Bénard/ Hopfield H.Haken Synergetics 2nd (1978) (1) Ising m T T C 1: m h Hamiltonian H = J ij S i S j h i S

C-2 NiS A, NSRRC B, SL C, D, E, F A, B, Yen-Fa Liao B, Ku-Ding Tsuei B, C, C, D, D, E, F, A NiS 260 K V 2 O 3 MIT [1] MIT MIT NiS MIT NiS Ni 3 S 2 Ni

M (emu/g) C 2, 8, 9, 10 C-1 Fe 3 O 4 A, SL B, NSRRC C, D, E, F A, B, B, C, Yen-Fa Liao C, Ku-Ding Tsuei C, D, D, E, F, A Fe 3 O 4 120K MIT V 2 O 3 MIT Cu-doped Fe3O4 NCs MIT [1] Fe 3 O 4 MIT Cu V 2 O 3

マスコミへの訃報送信における注意事項

電子のスピンが量子液体状態にある特異な金属の発見 結晶中で独立に振る舞う電荷とスピン 1. 発表者 : 大池広志 ( 東京大学大学院工学系研究科物理工学専攻学術支援専門職員 : 研究当時 ) 鈴木悠司 ( 東京大学大学院工学系研究科物理工学専攻修士課程 1 年生 : 研究当時 ) 谷口弘三 ( 埼玉大学大学院理工学研究科物質科学部門准教授 ) 宮川和也 ( 東京大学大学院工学系研究科物理工学専攻助教

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Non-linea factue mechanics き裂先端付近の塑性変形 塑性域 R 破壊進行領域応カ特異場 Ω R R Hutchinson, Rice and Rosengen 全ひずみ塑性理論に基づいた解析 現段階のひずみは 除荷がないとすると現段階の応力で一義的に決まる 単純引張り時の応カーひずみ関係 ( 構成方程式 ): ( ) ( ) n () y y y ここで α,n 定数, /

TOP URL 1

TOP URL http://amonphys.web.fc.com/ 3.............................. 3.............................. 4.3 4................... 5.4........................ 6.5........................ 8.6...........................7

前回の復習 (1) 原子を操る, 量子を操る 原子を見る, 操る 走査プローブ顕微鏡 (STM, AFM) ナノサイエンス 巨視的量子現象 量子統計 ボース粒子とフェルミ粒子 4 He と 3 He 液体ヘリウム ( 4 He) の超流動 原子気体のボース アインシュタイン凝縮

2005 年 12 月 12 日学術俯瞰講義 物質の科学 第 6 回第 7 回 第 8 回 第 9 回 : このマークが付してある著作物は 第三者が有する著作物ですので 同著作物の再使用 同著作物の二次的著作物の創作等については 著作権者より直接使用許諾を得る必要があります 物性物理学とは何をする学問か量子力学と人工構造物質 - ハイテクと先端物理原子を操る, 量子を操る -ナノサイエンスと量子情報

19 σ = P/A o σ B Maximum tensile strength σ % 0.2% proof stress σ EL Elastic limit Work hardening coefficient failure necking σ PL Proportional

19 σ = P/A o σ B Maximum tensile strength σ 0. 0.% 0.% proof stress σ EL Elastic limit Work hardening coefficient failure necking σ PL Proportional limit ε p = 0.% ε e = σ 0. /E plastic strain ε = ε e

ｎｓｇ０２－１３／ｋｙ０４５０５９３０１６０００３３２１０

φ φ φ φ κ κ α α μ μ α α μ χ et al Neurosci. Res. Trpv J Physiol μ μ α α α β in vivo β β β β β β β β in vitro β γ μ δ μδ δ δ α θ α θ α In Biomechanics at Micro- and Nanoscale Levels, Volume I W W v W

物性物理学I_2.pptx

The University of Tokyo, Komaba Graduate School of Arts and Sciences I 凝縮系 固体 をデザインする 銅()面上の鉄原子の 量子珊瑚礁 IBM Almaden 許可を得て掲載 www.almaden.ibm.com/vis/stm/imagesstm5.jpg&imgrefurl=http://www.almaden.ibm.com/vis/

機器分析化学 ３．核磁気共鳴（NMR)法（1）

機器分析化学 3. 核磁気共鳴 (NMR) 法 (1) 2011 年度 5. 核磁気共鳴スペクトル法 (Nucler Mgnetic Resonnce:NMR) キーワード原子核磁気共鳴 ⅰ) 原子核 ( 陽子 + 中性子 ) 原子番号 (= 陽子数 ) 質量数 (= 陽子数 + 中性子数 ) もし原子番号も質量数も偶数の場合その原子核はスピンを持たない そうでない場合 ( どちらか あるいは一方が奇数

Microsoft PowerPoint - H21生物計算化学２.ppt

演算子の行列表現 > L いま 次元ベクトル空間の基底をケットと書くことにする この基底は完全系を成すとすると 空間内の任意のケットベクトルは > > > これより 一度基底を与えてしまえば 任意のベクトルはその基底についての成分で完全に記述することができる これらの成分を列行列の形に書くと M これをベクトル の基底 { >} による行列表現という ところで 行列 A の共役 dont 行列は A

Microsoft PowerPoint EM2_3.ppt

( 第 3 回 ) 鹿間信介摂南大学工学部電気電子工学科 4.3 オームの法則 4.4 金属の電気抵抗 4.5 ジュール熱 演習 4.3 オームの法則 E 電池 電圧 V 抵抗 電流 I 可変抵抗 抵抗両端の電圧 V [V] と電流 I [A] には比例関係がある V =I (: 電気抵抗 ; 比例定数 ) 大 電流が流れにくい 抵抗の単位 : オーム [Ω] 1[Ω]=1[V/A] 1V の電圧を加えたときに

1 s 1 H(s 1 ) N s 1, s,, s N H({s 1,, s N }) = N H(s k ) k=1 Z N =Tr {s1,,s N }e βh({s 1,,s N }) =Tr s1 Tr s Tr sn e β P k H(s k) N = Tr sk e βh(s k)

19 1 14 007 3 1 1 Ising 4.1................................. 4................................... 5 3 9 3.1........................ 9 3................... 9 3.3........................ 11 4 14 4.1 Legendre..............................

三重大学工学部

反応理論化学 ( その 軌道相互作用 複数の原子が相互作用して分子が形成される複数の原子軌道 ( または混成軌道 が混合して分子軌道が形成される原子軌道 ( または混成軌道 が混合して分子軌道に変化すると軌道エネルギーも変化する. 原子軌道 原子軌道は3つの量子数 ( nlm,, の組合せにより指定される量子数の取り得る値の範囲 n の値が定まる l の範囲は n の値に依存して定まる m の範囲は

Baker and Schubert (1998) NOTE 1 Baker and Schubert(1998) 1 (subsolar point) 177.4, ( 1). Sp dig subsolar point equator 2.7 dig Np Sun V

Baker and Schubert (1998) NOTE 1 Baker and Schubert(1998) 1 (subsolar point) 177.4, 2.7 2.7 ( 1). Sp 177.3 dig subsolar point equator 2.7 dig Np Sun Venus 1:. 2 (Rayleigh number), ρ u i t + ρu u i j =

例 e 指数関数的に減衰する信号を h( a < + a a すると, それらのラプラス変換は, H ( ) { e } e インパルス応答が h( a < ( ただし a >, U( ) { } となるシステムにステップ信号 ( y( のラプラス変換 Y () は, Y ( ) H ( ) X (

第 週ラプラス変換 教科書 p.34~ 目標ラプラス変換の定義と意味を理解する フーリエ変換や Z 変換と並ぶ 信号解析やシステム設計における重要なツール ラプラス変換は波動現象や電気回路など様々な分野で 微分方程式を解くために利用されてきた ラプラス変換を用いることで微分方程式は代数方程式に変換される また 工学上使われる主要な関数のラプラス変換は簡単な形の関数で表されるので これを ラプラス変換表

気体の性質－理想気体と状態方程式　

自由エネルギー 熱力学関数 202 5/3 第 3セメスター化学 B 第 7 回講義担当奥西みさき前回の復習 : エントロピー今回の主題 : 自由エネルギー 講義資料は研究室のWebに掲載 htt://www.tagen.tohoku.ac.j/labo/ueda/index-j.html クラウジウスの式 サイクルに流れ込む熱量を正とする 不可逆サイクル 2 可逆サイクル η 熱機関 C η 熱機関

スライド 1

暫定版修正 加筆の可能性あり ( 付録 ) デルタ関数. ローレンツ関数. ガウス関数 3. Sinc 関数 4. Sinc 関数 5. 指数関数 6. 量子力学 : デルタ関数 7. プレメリの公式 8. 電磁気学 : デルタ関数 9. デルタ関数 : スケール 微分 デルタ関数 (delta function) ( ) δ ( ) ( ), δ ( ), δ ( ), δ ( ) f x x dx

N/m f x x L dl U 1 du = T ds pdv + fdl (2.1)

23 2 2.1 10 5 6 N/m 2 2.1.1 f x x L dl U 1 du = T ds pdv + fdl (2.1) 24 2 dv = 0 dl ( ) U f = T L p,t ( ) S L p,t (2.2) 2 ( ) ( ) S f = L T p,t p,l (2.3) ( ) U f = L p,t + T ( ) f T p,l (2.4) 1 f e ( U/

今までの研究成果概要 西田信彦実験手法として 極低温技術 超高真空技術 極低温走査トンネル分光法 ミュオンスピン回転法を用いて また 世界最高精度で測定できる装置を設計製作して 新しい実験研究を行うように心掛けてきた 現在 自作の STM/STS は 空間分解能 安定度で世界最先端が実現してされてい

今までの研究成果概要 西田信彦実験手法として 極低温技術 超高真空技術 極低温走査トンネル分光法 ミュオンスピン回転法を用いて また 世界最高精度で測定できる装置を設計製作して 新しい実験研究を行うように心掛けてきた 現在 自作の STM/STS は 空間分解能 安定度で世界最先端が実現してされている (1) ミュオンスピン回転法開発と磁性研究 (1971-1978) 大学院博士課程では スピン偏極ミュオンを用いた原子核と物性の研究を行う計画に参加し

混沌系工学特論 #5

混沌系工学特論 #5 情報科学研究科井上純一 URL : htt://chaosweb.comlex.eng.hokudai.ac.j/~j_inoue/ Mirror : htt://www5.u.so-net.ne.j/j_inoue/index.html 平成 17 年 11 月 14 日第 5 回講義 デジタルデータの転送と復元再考 P ({ σ} ) = ex σ ( σσ ) < ij>

FPWS2018講義千代

千代勝実(山形大学) 素粒子物理学入門@FPWS2018 3つの究極の 宗教や神話 哲学や科学が行き着く人間にとって究極の問い 宇宙 世界 はどのように始まり どのように終わるのか 全てをつかさどる究極原理は何か 今日はこれを考えます 人類はどういう存在なのか Wikipediaより 4 /72 千代勝実(山形大学) 素粒子物理学入門@FPWS2018 電子レンジ 可視光では中が透け

反強磁性三角格子上 XY モデルの 二種類の相転移と そのユニバーサリティ - クラス 理学研究科 宇宙地球科学専攻 大阪大学 小渕智之 1

反強磁性三角格子上 XY モデルの 二種類の相転移と そのユニバーサリティ - クラス 理学研究科 宇宙地球科学専攻 大阪大学 小渕智之 目標 次元 XY スピン系に起こる KT 転移を通して 繰りこみ群を解説すること 情報の問題における繰りこみ群適用の可能性についても考えたい もうちょっと身近なモチベーション 身近な人たちのセリフ KT 転移なんて幻想です 実際には無いんです 平均場と繰りこみって何が違うんですか?

多次元レーザー分光で探る凝縮分子系の超高速動力学

波動方程式と量子力学 谷村吉隆 京都大学理学研究科化学専攻 http:theochem.kuchem.kyoto-u.ac.jp TA: 岩元佑樹 iwamoto.y@kuchem.kyoto-u.ac.jp ベクトルと行列の作法 A 列ベクトル c = c c 行ベクトル A = [ c c c ] 転置ベクトル T A = [ c c c ] AA 内積 c AA = [ c c c ] c =

¼§À�ÍýÏÀ – Ê×ÎòÅŻҼ§À�¤È¥¹¥Ô¥ó¤æ¤é¤® - No.7, No.8, No.9

No.7, No.8, No.9 email: takahash@sci.u-hyogo.ac.jp Spring semester, 2012 Introduction (Critical Behavior) SCR ( b > 0) Arrott 2 Total Amplitude Conservation (TAC) Global Consistency (GC) TAC 2 / 25 Experimental

( ) I( ) TA: ( M2)

( ) I( ) TA: ( M) 015 7 17 , 7 ( ) I( ).., M. (hatomura@spin.phys.s.u-tokyo.ac.jp).,,.. Keywords: 1. (gas-liquid phase transition). (critical point) 3. (lattice gas model) (Ising model) H = ϕ 0 i,j n i

第 4 週コンボリューションその 2, 正弦波による分解 教科書 p. 16~ 目標コンボリューションの演習. 正弦波による信号の分解の考え方の理解. 正弦波の複素表現を学ぶ. 演習問題 問 1. 以下の図にならって,1 と 2 の δ 関数を図示せよ δ (t) 2

第 4 週コンボリューションその, 正弦波による分解 教科書 p. 6~ 目標コンボリューションの演習. 正弦波による信号の分解の考え方の理解. 正弦波の複素表現を学ぶ. 演習問題 問. 以下の図にならって, と の δ 関数を図示せよ. - - - δ () δ ( ) - - - 図 δ 関数の図示の例 δ ( ) δ ( ) δ ( ) δ ( ) δ ( ) - - - - - - - -

SO(2)

TOP URL http://amonphys.web.fc2.com/ 1 12 3 12.1.................................. 3 12.2.......................... 4 12.3............................. 5 12.4 SO(2).................................. 6

Microsoft PowerPoint - 卒業論文 pptx

時間に依存するポテンシャルによる 量子状態の変化 龍谷大学理工学部数理情報学科 T966 二正寺章指導教員飯田晋司 目次 はじめに 次元のシュレーディンガー方程式 3 井戸型ポテンシャルの固有エネルギーと固有関数 4 4 中央に障壁のある井戸型ポテンシャルの固有エネルギーと固有関数 3 5 障壁が時間によって変化する場合 7 6 まとめ 5 一次元のシュレディンガー方程式量子力学の基本方程式 ψ (

Microsoft PowerPoint - システム創成学基礎2.ppt [互換モード]

システム創成学基礎 - 観測と状態 - 古田一雄 システムの状態 個別の構成要素の状態の集合としてシステムの状態は記述できる 太陽系の状態 太陽の状態 s 0 = {x 0,y 0,z 0,u 0,v 0,w 0 } 水星の状態 s 1 = {x 1,y 1,z 1,u 1,v 1,w 1 } 金星の状態 s 2 = {x 2,y 2,z 2,u 2,v 2,w 2 } 太陽系の状態 S={s 0,s

SE法の基礎

SE 法の基礎 近畿大学医学部奈良病院阪本貴博 本日の内容 Principle of MRI SE 法の基礎 MRI とは SE 法とは 縦緩和と横緩和 TR と TE コントラスト MRI とは Magnetic Resonance Imaging: 核磁気共鳴画像法 MRI に必要な 3 つの要素 N S + + + 静磁場 ( 磁石 ) 水素原子 電波 (RF) 静磁場と電波 (RF) を使って水素原子の様子を画像化している

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LHC 加速器での鉛鉛衝突における中性 πおよびω 中間子測定の最適化 日栄綾子 M081043 クォーク物理学研究室 目的 概要 目的 LHC 加速器における TeV 領域の鉛鉛衝突実験における中性 π および ω 中間子の測定の実現可能性の検証 および実際の測定へ向けた最適化 何故鉛鉛衝突を利用して 何を知りたいのか中性 πおよびω 中間子測定の魅力 ALICE 実験検出器群 概要予想される統計量およびバックグランドに対するシグナルの有意性を見積もった

I-2 (100 ) (1) y(x) y dy dx y d2 y dx 2 (a) y + 2y 3y = 9e 2x (b) x 2 y 6y = 5x 4 (2) Bernoulli B n (n = 0, 1, 2,...) x e x 1 = n=0 B 0 B 1 B 2 (3) co

16 I ( ) (1) I-1 I-2 I-3 (2) I-1 ( ) (100 ) 2l x x = 0 y t y(x, t) y(±l, t) = 0 m T g y(x, t) l y(x, t) c = 2 y(x, t) c 2 2 y(x, t) = g (A) t 2 x 2 T/m (1) y 0 (x) y 0 (x) = g c 2 (l2 x 2 ) (B) (2) (1)

ii 3.,. 4. F. (), ,,. 8.,. 1. (75% ) (25% ) =9 7, =9 8 (. ). 1.,, (). 3.,. 1. ( ).,.,.,.,.,. ( ) (1 2 )., ( ), 0. 2., 1., 0,.

23(2011) (1 C104) 5 11 (2 C206) 5 12 http://www.math.is.tohoku.ac.jp/~obata,.,,,.. 1. 2. 3. 4. 5. 6. 7.,,. 1., 2007 ( ). 2. P. G. Hoel, 1995. 3... 1... 2.,,. ii 3.,. 4. F. (),.. 5.. 6.. 7.,,. 8.,. 1. (75%

固体物理2018-1NKN.key

, `, m`, m s ` ` apple m` apple ` m` m s m s ± E H m x () () () A si x A si x () () () () H m x () 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

ポリトロープ、対流と輻射、時間尺度

宇宙物理学 ( 概論 ) 6/6/ 大阪大学大学院理学研究科林田清 ポリトロープ関係式 1+(1/) 圧力と密度の間にP=Kρ という関係が成り立っていると仮定する K とは定数でをポリトロープ指数と呼ぶ 5 = : 非相対論的ガス dlnp 3 断熱変化の場合 断熱指数 γ, と dlnρ 4 = : 相対論的ガス 3 1 = の関係にある γ 1 等温変化の場合は= に相当 一様密度の球は=に相当

<4D F736F F F696E74202D D488A778AEE B4F93B982CC8AEE A2E707074>

宇宙工学基礎 ( 軌道の基礎 松永三郎 機械宇宙学科 機械宇宙システム専攻 ニュートンの法則 第 法則 力が作用作用しないしない限り 質点質点は静止静止ないしはないしは一定速度一定速度で運動するする ( 慣性の法則 慣性空間 慣性座標系慣性座標系の定義第 法則 慣性座標系におけるにおける質点質点の運動 p F ( pɺ t ( F: 全作用力, pmv: 並進運動量 ( 質量と速度速度の積 慣性系を規準規準としてとして時間微分時間微分を行うことにことに注意第

2 成果の内容本研究では 相関電子系において 非平衡性を利用した新たな超伝導増強の可能性を提示することを目指しました 本研究グループは 銅酸化物群に対する最も単純な理論模型での電子ダイナミクスについて 電子間相互作用の効果を精度よく取り込める数値計算手法を開発し それを用いた数値シミュレーションを実

4. 発表内容 : 1 研究の背景 1911 年 物質の温度を非常に低い温度 ( 典型的には-260 以下 ) まで下げていくと電気抵抗が突然ゼロになる現象が発見されました この現象のことを超伝導といいます 超伝導状態は抵抗を持たないため電気を流しても熱が発生しません そのため 超伝導になる温度 ( 転移温度 ) を室温領域まで高くすることができれば 超伝導物質によるエネルギー損失のない電力輸送やデバイスに基づいた超省エネルギー社会を形成することが可能となります

3 数値解の特性 3.1 CFL 条件 を 前の章では 波動方程式 f x= x0 = f x= x0 t f c x f =0 [1] c f 0 x= x 0 x 0 f x= x0 x 2 x 2 t [2] のように差分化して数値解を求めた ここでは このようにして得られた数値解の性質を 考

3 数値解の特性 3.1 CFL 条件 を 前の章では 波動方程式 f x= x = f x= x t f c x f = [1] c f x= x f x= x 2 2 t [2] のように差分化して数値解を求めた ここでは このようにして得られた数値解の性質を 考える まず 初期時刻 t=t に f =R f exp [ik x ] [3] のような波動を与えたとき どのように時間変化するか調べる