On two duality properties of random walks in random environment on the integer line

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有限状态下随机环境马氏链的性质

有限状态下随机环境马氏链的性质
( le e ofSc e e,W u n I tt e o c ol g Co l g inc ha ns iut fTe hn o y,W uh n 4 00 3,Ch na a 3 7 i )
Ab ta t Le { }b a k vc an nr n o e vr n e t t iieo o n a l t t p c .F r t sr c t eM r o h isi a d m n io m n swi fnt rc u tb esaes a e isl h y,we
有 限 状 态 下 随 机 环 境 马 氏 链 的性 质
宁小青 郭 光耀
( 汉工程 大学 理学 院 , 汉 武 武 40 7 ) 3 0 3
摘 要 : 设 是 随 机 环 境 的 马 氏链 , 先 介 绍 了 Ho I马 氏 链 及 绕 积 马 氏 链 , 用 绕 积 马 氏 链 , 义 假 首 p 利 定
i r d e H op a k v c a n nd s w o uc a k v c a ns a d d fne s m e c r c e m be nd s m e nt o uc fM r o h i s a ke pr d tM r o h i , n e i o ha a t r nu ra o
ta t t s a d we k r c r n t t s;a d i i s e i ls a e o ton y r c r n t t n c n l a o Y, ils a e n a e ur e ts a e n fz se s nta t t rs r gl e ur e ts a e a d z a e d t
Pr p r is o n t t t a ko a n i n o v r n e t o e te f Fi ie S a e M r v Ch i n Ra d m En io m n s

布朗运动和随机过程

布朗运动和随机过程

布朗运动和随机过程引言布朗运动(Brownian motion)是指微小的、随机的、无规则的运动。

它最早由英国生物学家罗伯特·布朗发现并研究,后来被应用到许多领域中,包括金融、物理学和生物学等。

随机过程(Random Process)是指一系列随机变量的集合,它们的取值取决于随机事件的发生。

本文将深入探讨布朗运动和随机过程的相关概念、性质以及在不同领域中的应用。

布朗运动的定义和性质定义布朗运动是一种连续时间、连续状态的随机过程,具有以下几个基本性质: 1. 布朗运动的路径是连续的。

2. 布朗运动在任意给定的时间段内,无论多短,都具有无记忆性质,即其未来变化不依赖于过去的变化。

3. 布朗运动的路径上的增量是独立的。

性质布朗运动具有以下重要性质: 1. 随机性:布朗运动的路径是随机的,无法准确预测。

2. 高度不规则性:布朗运动的路径是连续且不光滑的,具有很高的不规则性。

3. 均值增长:布朗运动的均值增长速度是线性的,即随着时间的增长,其期望值也会增加。

4. 方差增长:布朗运动的方差增长速度是线性的,即随着时间的增长,方差也会增加。

布朗运动的数学模型布朗运动可以用数学模型来描述,最常用的模型是随机微分方程。

在一维情况下,布朗运动的微分方程可以表示为:dX t=μdt+σdW t其中,X t表示布朗运动在时间t的位置,μ表示漂移率,σ表示波动率,W t表示标准布朗运动。

随机过程的分类随机过程可以按照状态空间和时间变量的类型进行分类。

其中,常见的分类包括:### 马尔可夫过程马尔可夫过程是一个基于概率的随机过程,它具有“无记忆性”的性质,即过程在任意给定时间的状态只依赖于它的前一状态,而不依赖于它的历史状态。

### 马尔科夫链马尔科夫链是一个马尔可夫过程的特例,它具有离散的状态空间。

### 泊松过程泊松过程是一类具有离散状态和不连续增量的随机过程,它的增量满足泊松分布。

### 平稳过程平稳过程是指随机过程的统计性质在时间平移下不变。

求解随机微分方程的两种数值方法

求解随机微分方程的两种数值方法

摘 要
随机微分方程起源于 20 世纪。从过去到现在的这 100 多年里,不仅它的 相关理论得到迅猛发展,而且它也被广泛应用于实际生活中。以前,很多学 者应用确定性的数学模型研究出现在物理,生物,经济,控制等领域的现象。 而随着科学研究的不断推进,他们发现仅仅研究确定性的因素是不能完全反 映实际情况的,有很多的外界因素需要考虑到所研究的现象之中去。因此, 在研究上述相关数学模型的时候就要把不确定因素考虑进去。随机微分方程 由此而得到重视及迅速发展。 研究随机微分方程的目的是想得到它的精确解, 但是要想得到方程的精确解不是容易的。因此,构造求解随机微分方程的有 效地数值方法显得很重要。若要得到有效地数值方法,讨论数值方法的收敛 性是有必要的。 本文考虑的是构造求解随机微分方程分裂步 θ 数值方法并对此数值方法 的均方收敛性及稳定性进行研究,得到此方法是均方收敛的结论,其收敛阶 是 0.5. 此外,我们还构造了分裂步平稳的 θ 方法,并证明此方法是收敛性及 均方稳定性的。然后,我们通过数值算例进行数值模拟试验来验证步长 h 和 参数 λ 对我们所构造的数值方法稳定性的影响。 关键词: 随机微分方程;分裂步 θ 方法;分裂步平稳的 θ 方法;均方收敛性; 均方稳定性
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哈尔滨工业大学理学硕士学位论文
Abstract
Stochastic differential equation originated in the 20th century. In the past 100 years not only the relative theory has been through rapid development, but it is also widely used in real life. In the past, many scholars applied deterministic mathematical model to study phenomenon appears in the physical, biological, economic, and contrology and other areas. However, with the rapid development of science, they found that only the certainty factors are not enough to completely reflect the actual situation. There are many external factors that need to be considered into the phenomenon we study. Therefore, it is necessary for us to think over uncertainty factors when we are study mathematical models. Due to all the reasons mentioned above, stochastic differential equation gets attention and rapid development. Although it is hard to obtain the exact solutions of the equation, we still treat it as a goal. Therefore, whether the numerical method that we used to solve the stochastic differential equation is effective or not becomes important. If we want to obtain effective numerical method, it is necessary to discuss the convergence of the numerical method. This paper discusses the stochastic differential equation (SDEs) and constructs a split-step θ method for solving SDEs, namely the split-step θ method and do research into the convergence and stability of this numerical method. We obtain the mean-square convergence of the split-step θ method. And the mean-square order is 0.5. Besides, we also build up another method for solving SDEs, called a split-step balanced θ method. After that, we still consider the convergence and stability of this method. Finally, we do the numerical experimentation in order to verify our conclusion. Keywords: Stochastic differential equation, split-step θ method, split-step balanced θ method, Mean-square convergence, Mean-square stability

布朗运动理论

布朗运动理论

布朗运动理论一百年1布朗运动理论一百年郝柏林由爱因斯坦、斯莫鲁霍夫斯基(M.Smoluchowski)等人在20世纪初开始的布朗运动理论,在一百年间发展出内容丰富的众多学科分支,现在正在成为分析生物细胞内分子机器运作原理的有力工具。

爱因斯坦1905年发表的5篇论文中,关于布朗运动的文章可能人们知道得最少,而实际上它被引用的次数却超过了狭义相对论。

1 我们从布朗运动本身开始回顾英国植物学家罗伯特·布朗在1828年和1829年的《哲学》杂志上发表了两篇文章,描述自己在1927年夏天在显微镜下观察到花粉颗粒在液体中的不停顿的运动。

他最初曾经以为是看到了生命运动,但后来确认这种运动对细小的有机和无机颗粒都存在,因而不是生命现象所致。

布朗认为运动的原因在于这些颗粒包含着“活性分子”(active molecules),而与所处液体没有关系。

事实上,布朗并不是观察到这类运动的第一人。

他在上述两篇文章里就曾提到了约十位前人,包括做过大量观察的制作显微镜的巧手列文胡克(Antonnie von Leeuwenhock)。

2 科学前沿与未来2 爱因斯坦的扩散长度公式爱因斯坦在1901—1905年期间致力于博士论文研究。

他1905年发表的头一篇文章——“分子大小的新测定”就基于其博士论文。

爱因斯坦考察了液体中悬浮粒子对渗透压的贡献,把流体力学方法和扩散理论结合起来,建议了测量分子尺寸和阿佛伽德罗常数的新办法。

这样的研究同布朗运动发生关系是很自然的。

然而,他1905年5月撰写的第二篇论文的题目并没有提及布朗运动。

这篇题为《热的分子运动论所要求的静止液体中悬浮小粒子的运动》的文章,一开始就说:“可能,这里所讨论的运动就是所谓的布朗分子运动;可是,关于后者我所能得到唯一的资料是如此的不准确,以致在这个问题上我无法形成判断。

”爱因斯坦确实建立了布朗运动的分子理论,并且开启了借助随机过程描述自然现象的数理科学发展方向。

伊藤引理

伊藤引理
The formal expression (1) is meant to be a simply way to express the integral relations. Integrate both sides over the time integral [T1, T2]. From the left side of (1) you get
where
u(XT , T ) − u(X0, 0) = ∆uk ,
tk <T
∆uk = u(Xk + ∆Xk, tk + ∆t) − u(Xk, tk) , ∆Xk = Xk+1 − Xk .
The Taylor expansion is
∆uk
=
∂x uk ∆Xk
+
1 2
∂x2uk
(∆Xk )2
+
3
≤ C∆t 2 .
2
up the terms (∆X)2 and adding up the terms v(Xt)∆t have the same limit as ∆t → 0. Both of these arguments use ideas from Lesson 3 and Assignment 3.
There also is an application of Borel Cantelli to show that the arguments are
∂t uk ∆t
+ O(|∆Xk|3) + O(∆t |∆Xk|) + O(∆t2) .
We sum over k. On the left side we get u(XT , t) − u(X0, 0). There are six sums on the right to consider.

几何布朗运动公式

几何布朗运动公式

几何布朗运动公式
几何布朗运动公式是描述布朗运动的公式之一,也被称为随机游走公式。

该公式描述了粒子在空间中随机运动时的轨迹和位置分布。

数学上可用以下公式表示:
r(t) = r(0) + Σi=1→n [μi * δti + Σj=1→i √(2Dj * δtj) * ξij]
其中,r(t)为时间t时刻粒子的位置;r(0)为初始位置;μi为粒子在第i段时间间隔内的平均速度;δti为时间段i的长度;Dj 为扩散系数;δtj为时间段j的长度;ξij为独立的高斯白噪声。

几何布朗运动公式在化学、物理、生物等领域中有广泛的应用,如分子动力学模拟、纳米科技、蛋白质折叠等。

它的提出和发展也为统计物理学、随机过程理论等领域提供了重要的研究课题。

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Janus_二维双层MoSSe

第52卷第9期2023年9月人㊀工㊀晶㊀体㊀学㊀报JOURNAL OF SYNTHETIC CRYSTALS Vol.52㊀No.9September,2023Janus 二维双层MoSSe /WSSe 异质结光电性质的第一性原理研究周春起1,张㊀会2,礼楷雨2(1.沈阳大学机械工程学院,沈阳㊀110044;2.沈阳大学师范学院,沈阳㊀110044)摘要:通过第一性原理计算研究了四种二维双层MoSSe /WSSe 范德瓦耳斯异质结的光电性质㊂声子谱表明四种结构具有可靠的热力学稳定性㊂根据堆垛方式的不同,双层MoSSe /WSSe 异质结可以是间接或直接半导体㊂而且,两种Janus 型MoSSe /WSSe 异质结具有1.22和1.88eV 的适中带隙㊁显著的可见光吸收系数㊁跨越了水氧化还原电位的带边位置㊂因此,Janus 型的MoSSe /WSSe 异质结构在光催化水分解领域具有一定的应用前景㊂关键词:第一性原理计算;Janus 二维异质结;光催化水分解;声子色散谱;电子结构;光吸收中图分类号:O482;G312㊀㊀文献标志码:A ㊀㊀文章编号:1000-985X (2023)09-1668-06First-Principles Study on Photoelectric Properties of Janus Two-Dimensional Bilayer MoSSe /WSSe HeterostructuresZHOU Chunqi 1,ZHANG Hui 2,LI Kaiyu 2(1.College of Mechanical Engineering,Shenyang University,Shenyang 110044,China;2.Normal College,Shenyang University,Shenyang 110044,China)Abstract :The photoelectric properties of four two-dimensional bilayer MoSSe /WSSe van der Waals (vdW)heterostructures were investigated by the first-principles calculations.All four heterostructures have been conformed thermodynamic stable by the phonon spectra.Bilayer MoSSe /WSSe heterostructures can be indirect or direct semiconductor,depending on the stacking routes.Moreover,two Janus MoSSe /WSSe heterostructures show the suitable band gap of 1.22and 1.88eV,notable absorption index on the visible light,and band edge positions straddling the water redox potential.Therefore,Janus MoSSe /WSSe heterostructures are expected to have application prospects in the field of photocatalytic water decomposition.Key words :first-principle calculation;Janus two-dimensional heterostructure;photocatalytic water splitting;phonon dispersion spectrum;electronic structure;light absorption ㊀㊀收稿日期:2023-03-06㊀㊀基金项目:辽宁省自然科学基金(2020-MS-306)㊀㊀作者简介:周春起(1995 ),男,黑龙江省人,硕士研究生㊂E-mail:1620222420@ ㊀㊀通信作者:张㊀会,博士,教授㊂E-mail:huizhangsy@0㊀引㊀㊀言二维(two-dimensional,2D)材料(例如黑磷㊁氮化碳㊁过渡金属二卤化物等)因其超大比表面积㊁较好的载流子迁移率和良好的导电性能[1-3],在光催化水分解领域具有非常好的应用前景㊂但是,光催化水分解反应在半导体带隙大小㊁载流子迁移率㊁太阳光吸收效率等诸多方面对光催化剂有着苛刻的要求㊂因此,探索新型的二维光催化材料具有重要的意义㊂垂直堆垛两个相同或不同的材料构成二维双层材料,是设计电子产品的有效方式[4-7]㊂它打破了二维单层材料在器件应用中的局限性,扩展了单一材料体系的光吸收范围,加快了界面处载流子的传输和分离速率[8-10]㊂例如,Wang 等[11]构建了具有较强光吸收系数与光催化性能的范德瓦耳斯异质结MoSe 2/SnSe 2和WSe 2/SnSe 2㊂㊀㊀第9期周春起等:Janus 二维双层MoSSe /WSSe 异质结光电性质的第一性原理研究1669㊀最近,通过垂直堆垛两个Janus 型单层WSSe 而得到WSSe-WSSe 的三种二维双层材料被报道[12],其光吸收性能优异,同时带边电位可跨越水的氧化还原电位,具有出色的光催化水分解能力㊂本工作应用第一性原理计算方法在单层MoSSe 和WSSe 的基础上,通过不同的垂直堆垛方式构建了MoSSe-WSSe 的四种二维双层范德瓦耳斯异质结,并对它们的晶体结构㊁电子性质和光催化性质进行了研究,研究结果表明上述异质结具有可靠的结构稳定性和优越的光催化水分解性能㊂1㊀计算方法本研究基于第一性原理计算,在VASP 软件包中进行[13-14]㊂使用具有PBE 函数的广义梯度近似(GGA)[15]进行结构优化㊂利用HSE06杂化泛函[16]计算了材料的电子性质与光学性质㊂设定HF /DFT 杂化函数计算中的精确交换分数α为默认值0.25㊂用投影缀加波(PAW)[17]赝势处理电子-离子的相互作用㊂为消除层间相互作用,垂直方向设置不小于1.5nm 的真空空间㊂用vaspkit [18]代码处理计算结果㊂为保证总能量在10-5eV 的计算精度,将截止能量设置为600eV㊂用Monkhorst-Pack(MP)方案在布里渊区(BZ)[19]进行K 点取样,网格为14ˑ14ˑ1㊂晶体结构优化收敛标准设置为每个原子上的受力小于0.1eV /nm㊂采用Phonopy 软件包计算材料的声子色散曲线[20-21],并将原子扩胞至2ˑ2ˑ1㊂2㊀结果与讨论2.1㊀晶体结构与稳定性单层MoSSe 或WSSe 在二维空间中具有六边形晶格对称性,每个单元包含三个原子(一个Mo 或W 原子㊁一个S 原子和一个Se 原子)㊂结构优化后单层WSSe 的晶格常数为0.32nm,W S 键长为0.24nm,W Se 键长为0.25nm㊂单层MoSSe 和WSSe 的晶格参数接近㊂以上结果与已有报道非常接近[22-23],表明计算结果是可靠的㊂根据已有报道,与AA 堆垛方式相比,AB 堆垛的双层MoSSe-WSSe 能量更低[24]㊂如图1所示,二维双层材料MoSSe-WSSe 是由单层MoSSe 和WSSe 在垂直方向上通过AB 方式排列堆垛得到的㊂如表1所示,四种异质结构的层间距离为0.31~0.32nm,与双层WSSe 接近[25]㊂本研究通过层间吸附能来验证材料双层结构的稳定性,计算公式为E ad =(E MoSSe +E WSSe )-E BL ,式中E ad ㊁E MoSSe ㊁E WSSe 和E BL 分别代表双层MoSSe-WSSe 的层间吸附能,单层MoSSe㊁单层WSSe 和双层MoSSe-WSSe 的总能量㊂㊂不同堆垛方式构成的双层MoSSe-WSSe 异质结的层间吸附能差别很小,为0.22~0.29eV,而且与双层WSSe 的层间吸附能相当(0.27~0.31eV)[12]㊂层间距离和吸附能表明双层MoSSe-WSSe 异质结层间为范德瓦耳斯结合,而且能够以不同的堆垛方式存在㊂如图2所示,双层MoSSe-WSSe 异质结中,MoSSe 与WSSe 的原子振动没有相互关联,这是由于层间为范德瓦耳斯作用,未形成化学键㊂它们的声子谱中各有18条色散曲线,其中6条声学支与12条光学支皆在零以上分布,进一步表明上述材料具有良好的结构稳定性㊂图1㊀二维双层MoSSe-WSSe 异质结晶体结构侧视图Fig.1㊀Side views of 2D bilayer MoSSe-WSSe heterostructures1670㊀研究论文人工晶体学报㊀㊀㊀㊀㊀㊀第52卷表1㊀二维双层MoSSe-WSSe 异质结的晶格常数㊁层间距(d int )和层间吸附能(E ad )Table 1㊀Lattice constant ,interlayer distance (d int )and interlayer adsorption energy E ad of 2D bilayer MoSSe-WSSe heterostructuresMaterial Lattice constant /nm d int /nm E ad /eV AB 10.3220.3190.22AB 20.3210.3150.26AB 30.3210.3100.29AB 40.3220.3180.23图2㊀二维双层MoSSe-WSSe 异质结的声子谱Fig.2㊀Phonon dispersion spectra of 2D bilayer MoSSe-WSSe heterostructures 2.2㊀电子能带结构与性能本研究利用杂化泛函(HSE06)计算了二维双层MoSSe-WSSe 异质结的电子能带结构㊂如图3所示,AB 2和AB 3的带隙大小分别为1.88和1.89eV,它们的价带顶(valence band maximum,VBM)处于K 点,导带底(conduction band minimum,CBM)则位于K 和Г点之间,因此为间接带隙半导体㊂AB 1和AB 4的带隙值分别为1.22和1.85eV,VBM 与CBM 都在K 点,所以是直接带隙半导体㊂2.3㊀光催化性质材料的带边位置跨越水的氧化还原电位是光催化水裂解反应的必要条件,即CBM 大于-4.44eV(氢H +/H 2的还原电位),而VBM 必须小于-5.67eV(水O 2/H 2O 的氧化电位)[26]㊂由于对称破缺,单层MoSSe 上下表面的静电势不同,可称为Janus 结构㊂如图4所示,AB 1和AB 2异质结上下表面不对称,静电势差(ΔΦ)分别为1.46和1.49eV;而AB 3和AB 4异质结上下表面对称,静电势相等㊂因此,四种MoSSe-WSSe 异质结中,只有AB 1和AB 2为Janus 材料㊂光催化剂带边位置与氧化还原电位的差值可用来描述材料的光催化能力㊂AB 3异质结带边位置与水的氧化还原电位大致相等,催化反应的驱动力较弱;AB 4异质结的VBM 高于水的氧化电位,不具备氧化能力;AB 2异质结由于上下表面静电势的不同,可分别在下表面(WSSe 侧)产生增强的还原反应驱动力,在上表面(MoSSe 侧)产生增强的氧化反应驱动力㊂AB 1可分别在上表面(MoSSe 侧)产生增强的还原反应驱动力,在㊀第9期周春起等:Janus 二维双层MoSSe /WSSe 异质结光电性质的第一性原理研究1671㊀下表面(WSSe 侧)产生较弱的氧化反应驱动力㊂图3㊀二维双层MoSSe-WSSe 异质结的能带结构Fig.3㊀Band structures of 2D bilayer MoSSe-WSSeheterostructures 图4㊀二维双层MoSSe-WSSe 异质结的静电势和带边位置Fig.4㊀Electrostatic potentials and the band edge positions of 2D bilayer MoSSe-WSSe heterostructures1672㊀研究论文人工晶体学报㊀㊀㊀㊀㊀㊀第52卷图5㊀二维双层MoSSe-WSSe 异质结的吸收光谱Fig.5㊀Optical absorption spectra of 2D bilayer MoSSe-WSSe heterostructures 最后,通过材料的光吸收谱探讨光催化材料对可见光的利用效率,光吸收系数通过频率相关的介电函数[27-28]计算㊂ε(ω)=ε1(ω)+i ε2(ω),α(ω)=2(ω)[(ε12(ω)+ε22(ω))-ε1(ω)](1)如图5所示,四种异质结在2.0eV 开始出现明显光吸收,与VBM-CBM 跃迁对应,而更高能量吸收与更高级别的跃迁对应㊂四种MoSSe-WSSe 异质结在可见光范围(1.6~3.2eV)和紫外光范围(>3.2eV)吸收系数能够达到105量级,表明上述四种异质结能够有效吸收太阳光能量㊂3㊀结㊀㊀论本工作在单层二维材料MoSSe 和WSSe 的基础上,构建了四种MoSSe-WSSe 异质结㊂层间吸附能和声子谱表明,MoSSe-WSSe 异质结层间通过范德瓦耳斯吸附,能够稳定存在㊂杂化泛函计算得到四种异质结构的带隙值分别为1.22㊁1.88㊁1.89和1.85eV㊂由于二维双层异质结AB 1和AB 2具有结构不对称性,在其结构内部会产生一个内建电场,在电场的作用下,它的上下表面真空能级之间产生了一个较大的静电势差㊂内建电场和静电势差的存在导致AB 1和AB 2分别在不同的表面跨越了水的氧化还原电位㊂吸收光谱表明,四种异质结具有较强的光吸收能力,因此它们在光催化领域有着较大的潜力㊂参考文献[1]㊀LU Q P,YU Y F,MA Q L,et al.2D transition-metal-dichalcogenide-nanosheet-based composites for photocatalytic and electrocatalytic hydrogenevolution reactions[J].Advanced Materials,2016,28(10):1917-1933.[2]㊀NOVOSELOV K S,FALᶄKO V I,COLOMBO L,et al.A roadmap for graphene[J].Nature,2012,490(7419):192-200.[3]㊀RAN J R,ZHU B C,QIAO S Z.Phosphorene co-catalyst advancing highly efficient visible-light photocatalytic hydrogen production [J].Angewandte Chemie,2017,129(35):10509-10513.[4]㊀LOPEZ-SANCHEZ O,ALARCON LLADO E,KOMAN V,et al.Light generation and harvesting in a van der Waals heterostructure[J].ACSNano,2014,8(3):3042-3048.[5]㊀ROY T,TOSUN M,CAO X,et al.Dual-gated MoS 2/WSe 2van der Waals tunnel diodes and transistors [J].ACS Nano,2015,9(2):2071-2079.[6]㊀WANG Q X,ZHANG Q,LUO X,et al.Optoelectronic properties of a van der waals WS 2monolayer /2D perovskite vertical heterostructure[J].ACS Applied Materials 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布朗运动的均值和方差

布朗运动的均值和方差布朗运动是一种随机过程,它的均值和方差是随机变量的统计特征。

布朗运动的均值和方差可以通过数学公式计算得出。

首先,我们需要了解布朗运动的定义和性质。

布朗运动是一种连续时间的随机过程,其数学模型可以表示为:dB(t) = σdW(t)其中,B(t)是布朗运动在时间t时的取值,W(t)是标准布朗运动(也称为Wiener 过程),σ是常数,表示布朗运动的波动率。

标准布朗运动具有以下性质:1. W(0) = 02. W(t)的取值是连续的3. W(t)的增量W(t+Δt) - W(t)服从均值为0,方差为Δt的正态分布根据布朗运动的定义和性质,我们可以得出布朗运动的均值和方差。

1. 均值布朗运动的均值是随机变量B(t)的期望值,可以表示为:E[B(t)] = E[∫₀ᵗσdW(s)] = ∫₀ᵗ E[σdW(s)] = 0其中,E[σdW(s)] = 0是由于标准布朗运动的均值为0。

因此,布朗运动的均值为0。

2. 方差布朗运动的方差是随机变量B(t)的方差,可以表示为:Var[B(t)] = E[(B(t) - E[B(t)])²] = E[B(t)²]根据布朗运动的定义,我们可以将B(t)表示为:B(t) = ∫₀ᵗσdW(s)因此,B(t)²可以表示为:B(t)²= (∫₀ᵗσdW(s))²= ∫₀ᵗ∫₀ᵗσdW(u)σdW(v)根据标准布朗运动的性质,W(u)和W(v)的协方差为min(u,v),因此:E[B(t)²] = E[∫₀ᵗ∫₀ᵗσdW(u)σdW(v)] = ∫₀ᵗ∫₀ᵗE[σdW(u)σdW(v)] = ∫₀ᵗ∫₀ᵗmin(u,v)σ²du dv通过计算可以得出:E[B(t)²] = σ²t³/3因此,布朗运动的方差为σ²t³/3。

综上所述,布朗运动的均值为0,方差为σ²t³/3。

布朗运动——精选推荐

布朗运动43 布朗运动华东理⼯⼤学化学系胡英43.1 引⾔1827年,英国植物学家布朗(Brown R)在光学显微镜下发现了悬浮在⽔中的花粉颗粒进⾏着⽆休⽌的不规则运动,他正确地将这种以后被称为布朗运动的起因归结于物质的分⼦本性。

但争论⼀直延续,直到1888年古艾(Gouy G)做了排除了其它可能原因如机械振动、对流和光照的实验后,才告消除。

正如佩兰(Perrin J)在1910年指出的,颗粒的独⽴运动并不受到密度和组成的影响。

在《物理化学》6.4中对布朗运动已有了初步的讨论,导得了爱因斯坦(Einstein A)-斯莫鲁霍夫斯基(Smoluchowski M von)⽅程,Dt z 22>=<,其中><2z 是颗粒在t 时的均⽅位移,D 是扩散系数;⼜导得斯托克斯(Stokes G G)-爱因斯坦⽅程,) π6/(L r RT D η=,r 是颗粒半径,η是粘度。

在本章中将进⾏更深⼊的介绍。

我们将从计⼊随机⼒的朗之万(Langevin P)⽅程开始,⾸先对单个粒⼦的运动解出其速度和位移,并引⼊时间相关函数;然后讨论在位形和速度相空间中找到颗粒的概率,导出其随时间的演变,得出扩散⽅程。

最后在结语中简要提及不同颗粒运动间的相关。

对布朗运动的进⼀步了解,将为研究稠密流体包括⾼分⼦熔体中的传递打下良好的基础。

43.2 朗之万⽅程设在粘度为η、密度为ρ的流体中,有⼀半径为a 质量为m 的中性球体颗粒漂浮着,颗粒密度可视为与流体密度相同,因此有3/43ρa m π=。

如果时间尺度⽐起ηρ/2a ⾜够长(后者称为粘滞弛豫viscous relaxation ,来源见后),运动的幅度⼜⽐a ⼩时,这时流体的粘滞响应可⽤准稳态的斯托克斯拖曳⼒来表⽰,可以应⽤斯托克斯定律u f a ηπ=6,f 即拖曳⼒或摩擦⼒,t d /d r u =是颗粒的运动速度,r 是位置,f 、u 、r 均为⽮量。

地震动模拟的两步随机经验格林函数方法研究

地震动模拟的两步随机经验格林函数方法研究合理预测未来可能发生的地震中工程场地的地震动是地震危险性分析的关键,近年来提出的两步随机经验格林函数方法得到了广泛应用并成功模拟了一些地震的地震动,但是该方法仍然存在一些亟待解决的问题。

本文基于两步随机经验格林函数方法开展地震动模拟的相关研究,重点解决该方法目前存在的一些问题,包括:地震应力降的表示、模拟地震动不确定性的定量分析、震源破裂方向性的模拟、缺乏经验格林函数的处理,本文旨在为两步随机经验格林函数方法在地震危险性分析中的应用打下基础。

本文主要工作如下:(1)给出了用于地震动模拟的应力降估计模型并检验了模拟结果的有效性。

基于地震应力降的研究结果,将地震应力降表示为服从对数正态分布的数据集,标准差(log10)确定为0.2-0.6,平均应力降根据地震平均滑动位错与破裂面纵横比的关系近似估计。

基于两步随机经验格林函数方法模拟了2013年Mw6.6级芦山地震、2008年Mw6.9级岩手宫城内陆地震和2016年Mw7.1级熊本地震的地震动,震源模型只考虑高应力降的凹凸体区域。

模拟结果发现,短周期(&lt;2.0s)模拟地震动与观测记录较为一致或相差不大,长周期(&gt;2.0s)模拟地震动则明显偏低,这可能与经验格林函数缺乏长周期信号有关,凹凸体之外的低应力降破裂区域对模拟地震动的贡献很小。

(2)定量给出了两步随机经验格林函数方法模拟地震动的不确定性。

首先采用不同应力降比值(0.5-8.0,固定间隔1.5)分别模拟芦山、熊本和岩手宫城内陆地震的地震动,发现模拟地震动随应力降比值的增大而增大,模拟地震动的残差与应力降比值的自然对数有明显的线性负相关,据此建立了模拟地震动与应力降比值的定量关系。

其次,采用蒙特卡罗随机抽样方法随机给出服从对数正态分布的目标地震应力降,其中应力降标准差(log10)分别为0.2-0.6,分别模拟上述三次地震的地震动,建立了模拟地震动标准差与应力降标准差的定量关系,结果发现应力降标准差越大则模拟记录的标准差相对越小,长周期模拟地震动的不确定性更小;当应力降标准差为0.2-0.6时,模拟记录的标准差约为0.11-0.37。

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Abstract
According to Comets, Gantert et Zeitouni on the one hand and to Derriennic on the other hand, some functionals associated to the hitting times of random walks in random environment on the integer line coincide, for the walk itself and for the walk in the reversed environment. We show that these two duality principles are algebraically equivalent, that they both stem from the Markov property of the walk in a fixed environment, and not of the ergodicity of the model, and that there exists finitist and almost sure versions of this duality.
2. Dualit´e CGZ Dans leur preuve d’un principe de grandes d´eviations portant sur la vitesse Xk/k de la marche au hasard en environnement al´eatoire d´ecrite plus haut, et quand le d´ecalage S est ergodique, F. Comets, N. Gantert et O. Zeitouni [1] montrent la relation de dualit´e suivante. Fixons u ∈ (0, 1) et notons
Pe(Xk+1 = n + 2 | Xk = n) := pn(e) =: 1 − Pe(Xk+1 = n − 1 | Xk = n).
Un outil crucial est la relation de dualit´e suivante, ´enonc´ee au lemme 3 de la r´ef [2], dont nous changeons ci-dessous les notations. Soit c 0 une fonction mesurable sur E. Posons r(0) := c =: r′(0) et, pour n 1,
E(τ−1 | τ−1 < +∞) = E(τ1) , ainsi que l’´egalit´e des cumulants suivants.
2
3. Dualit´e D Y. Derriennic [2], en utilisant une repr´esentation par cycles et poids, r´eussit `a donner un crit`ere de r´ecurrence ou transience pour des marches au hasard dont les sauts sont d’amplitude +2 ou −1 en environnement al´eatoire ergodique sur Z. La loi de X est maintenant donn´ee par
g(e) := Ee(uτ1 |τ1 < +∞) et g′(e) := Ee(uτ−1 |τ−1 < +∞),
puisque g est le rapport de f ´evalu´ee en u et de f ´evalu´ee en u = 1. Si la marche au hasard est par exemple m–p.s. transiente vers +∞, on en d´eduit
gu(0, 0) · hu(0, 0) = (1 − u)−1.
De mˆeme, d’apr`es K. Jansons [4], si on inverse le sens de la d´erive d’une diffusion r´eelle, les fonctions g´en´eratrices des temps d’atteinte d’un mˆeme niveau par chacune des deux diffusions obtenues sont reli´ees par une ´equation simple.
Les deux propri´et´es de dualit´e que nous examinons concernent le retournement de Z. Pour des marches au hasard classiques (donc, dans un environnement fix´e), cette transformation donne des relations parfois particuli`erement simples. Par exemple, d’apr`es H. Dett, J. Fill, J. Pitman et W. Studden [3], voir aussi D. Siegmund [5], si on intervertit les probabilit´es des sauts +1 et −1 pour une marche au hasard sur la demi-droite N des entiers, la fonction de Green gu, u ∈ [0, 1), de la premi`ere marche au hasard tu´ee en une certaine barri`ere et la fonction de Green hu de la deuxi`eme marche au hasard r´efl´echie en cette mˆeme barri`ere v´erifient
f (e) := Ee(uτ1 : τ1 < +∞),
f ′(e) := Ee(uτ−1 : τ−1 < +∞)
les fonctions g´en´eratrices de τ1 et τ−1. Ici, τn := inf{k 1 ; Xk = n} est le premier temps de passage en n ∈ Z. Alors, d’apr`es la proposition 1 de la r´ef. [1],
1
de Markov issue de X0 = 0 et, pour tout k 0,
Pe(Xk+1 = n + 1 | Xk = n) := pn(e) =: 1 − Pe(Xk+1 = n − 1 | Xk = n).
Soit q := 1 − p, qn := 1 − pn, Ee l’esp´erance selon Pe et · l’esp´erance selon m. Enfin, pour toute fonction φ d´efinie sur E et pour tout n ∈ Z, φn := φ ◦ Sn.
R´esum´e D’apr`es Comets, Gantert et Zeitouni d’une part, et d’apr`es Derriennic d’autre part, certaines fonctionnelles associ´ees `a des temps d’atteinte de marches au hasard en environnemenБайду номын сангаас al´eatoire sur Z co¨ıncident pour la marche elle-mˆeme et pour la marche dans l’environnement renvers´e. Je montre que les deux principes de dualit´e ainsi exhib´es sont alg´ebriquement ´equivalents, qu’ils d´ecoulent de la seule propri´et´e de Markov de la marche `a environnement fix´e et non pas de l’ergodicit´e du mod`ele, et qu’on peut en donner des versions finitistes et presque suˆres.
1 Introduction
1. Cadre Soit X une marche au hasard en environnement al´eatoire sur la droite Z des entiers. Ainsi, (E, E, m) est un espace de probabilit´e, S : E → E une bijection bimesurable qui pr´eserve m, et p : E → (0, 1) une application mesurable. Pour e ∈ E fix´e, la suite {pn(e) ; n ∈ Z}, ou` pn := p ◦ Sn, permet de construire la loi Pe d’une marche au hasard X := {Xk ; k 0} au plus proche voisin sur Z, dans l’environnement e, comme suit : sous Pe, X est une chaˆıne
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