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{\displaystyle \psi _{t}+\mathbf {u} \cdot \nabla \psi =\psi _{t}+u\psi _{x}+v\psi _{y}+w\psi _{z}=0} と簡略化される。 一次元定常移流方程式 ψ t + u ψ x = 0 {\displaystyle \psi _{t}+u\psi…

\langle \psi (t)|\psi (t)\rangle =\langle \psi _{0}|{\hat {U}}^{\dagger }(t-t_{0}){\hat {U}}(t-t_{0})|\psi _{0}\rangle =\langle \psi _{0}|\psi _{0}\rangle…

{d}{dt}}\left\langle \psi \right\vert {\hat {H}}\left\vert \psi \right\rangle =\left\langle \psi \right\vert {\frac {\partial {\hat {H}}}{\partial t}}\left\vert \psi \right\rangle…

g(\theta )=\psi ^{-1}(p)} (ただし、 ψ {\displaystyle \psi } は標準正規分布の累積分布関数) を取るとき、これはプロビット回帰モデルに相当する。 p = ψ ( x T β ) {\displaystyle p=\psi (\mathbf {x}…

{\displaystyle \psi \colon V\to V'} である。このとき ψ ∘ φ − 1 : φ ( U ∩ V ) → ψ ( U ∩ V ) {\displaystyle \psi \circ \varphi ^{-1}\colon \varphi (U\cap V)\to \psi (U\cap…

{\hbar ^{2}}{2m}}{\frac {\mathrm {d} ^{2}}{\mathrm {d} x^{2}}}\Psi (x)+V(x)\Psi (x)=E\Psi (x)} d 2 d x 2 Ψ ( x ) = 2 m ℏ 2 ( V ( x ) − E ) Ψ ( x ) ≡ 2 m…

Ψ ⟩ {\displaystyle {\hat {H}}\vert {\Psi }\rangle =E\vert {\Psi }\rangle } ここで | Ψ ⟩ {\displaystyle \vert {\Psi }\rangle } はエネルギー固有状態、 E   {\displaystyle…

_{n}p_{n}(t)|\psi _{n,\mathrm {I} }(t)\rangle \langle \psi _{n,\mathrm {I} }(t)|\\&=\sum _{n}p_{n}(t)e^{i{\hat {H}}_{0,\mathrm {S} }t/\hbar }|\psi _{n,\mathrm…

x + ψ 2 p y + ψ 2 p z ) {\displaystyle \psi _{1}={\frac {1}{2}}(\psi _{2s}+\psi _{2p_{x}}+\psi _{2p_{y}}+\psi _{2p_{z}})} ψ 2 = 1 2 ( ψ 2 s + ψ 2 p x…

P. S. (April 1988). “Scanner observations of shell stars Phi Persei and Psi Persei”. Astrophysics and Space Science 143 (1): 99–105. Bibcode: 1988Ap&SS…

{\displaystyle \psi \rightarrow e^{iq\theta }\psi } and ψ ¯ → e − i q θ ψ ¯ {\displaystyle {\bar {\psi }}\rightarrow e^{-iq\theta }{\bar {\psi }}} として変換し、…

{\displaystyle {\frac {\partial l(\alpha ,\beta ,\mathbf {x} )}{\partial \alpha }}=-n\psi (\alpha )-n\ln {\beta }+(\alpha -1)\sum _{i=1}^{n}\ln {x_{i}}=0} ∂ l ( α…

と   ψ {\displaystyle \ \psi } が論理式ならば、 ( ϕ ∧ ψ ) {\displaystyle (\phi \land \psi )} と ( ϕ ∨ ψ ) {\displaystyle (\phi \lor \psi )} は論理式である。   x {\displaystyle…

厳密に解くことができる。しかしながら、通常は分子軌道を求めるのは困難であるため、分子軌道波動関数 ψ j M O {\displaystyle \psi _{j}^{\mathrm {MO} }} は、既知のn個の原子軌道 χ i A O {\displaystyle \chi _{i}^{\mathrm…

\mathbf {F} (\psi (u,v))|\left({\frac {\partial \psi }{\partial u}}\right)\right\rangle \\&{P}_{2}(u,v)=\left\langle \mathbf {F} (\psi (u,v))|\left({\frac…

た後、ベイリーひとりによる管理下にあった。現在、パーカーは、マーティン・デイヴィッドソンの「Emanem Records」を通じて発表されている「Psi Records」をキュレーションしている。 パーカーが自身の音楽の中心として焦点を当ててきたのはフリー・インプロヴィゼーションだが、チャーリー・…

{\begin{aligned}&(\varphi +\psi )(x)=\varphi (x)+\psi (x),\\&(a\varphi )(x)=a{\bigl (}\varphi (x){\bigr )}\end{aligned}}\quad (\varphi ,\psi \in V^{*},\,x\in V…

x ) ∀ x ∈ U {\displaystyle \psi (x)=\varphi (x)\qquad \forall x\in U} および ψ ( x ) ≤ N ( x ) ∀ x ∈ V . {\displaystyle \psi (x)\leq {\mathcal {N}}(x)\qquad…

{\displaystyle \Psi } はλについて連続的に変化するので、テイラー展開によって、 Ψ = lim n → ∞ ∑ i = 0 n λ i Ψ ( i ) , E = lim n → ∞ ∑ i = 0 n λ i E ( i ) {\displaystyle \Psi =\lim _{n\to…

{\displaystyle {\hat {F}}\psi =\epsilon _{i}\psi } が誘導される。すなわちこの方程式の F ^ {\displaystyle {\hat {F}}} には固有関数 ψ {\displaystyle \psi } は含まれず、普通の固有値方程式として解くことが出来る。…