test

AbstractGenerator/weights/run1/checkpoint

@@ -1,3 +1,3 @@
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-oid sha256:f101d94c371c449a0c7af8a095068c12436722800d142e2a1fee5864f803f7e2
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AbstractGenerator/weights/run1/counter

@@ -1,3 +1,3 @@
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-oid sha256:1d8fa3c8ab49d50b30fccbbd901735d5896a5d7959a5ad7ccecb79c1c849cc66
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AbstractGenerator/weights/run1/events.out.tfevents.1648250937.590569ee3db8

@@ -0,0 +1,3 @@
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AbstractGenerator/weights/run1/{model-2000.data-00000-of-00001 → model-3000.data-00000-of-00001}

@@ -1,3 +1,3 @@
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AbstractGenerator/weights/run1/{model-2000.index → model-3000.index}

@@ -1,3 +1,3 @@
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AbstractGenerator/weights/run1/{model-2000.meta → model-3000.meta}

@@ -1,3 +1,3 @@
 version https://git-lfs.github.com/spec/v1
-oid sha256:b9debe26f22322af0b315f3720157641f2acab9a30faa163d71a248cf4c106a5
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samples/run1/samples-2001

@@ -0,0 +1,28 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+ 25, 2006; R. J. Gaddeo, B. M. M. Lacy, J.
+D. N. Tarr, E. D. H.
+Otigi, J. J. L. Lacy, G. M. H. R. Smith, C. R.
+S. S.
+Zagat, P. M. D. Lacy y G. M. Lacy
+(2007), A&A, 110, 799–806.
+Nos referimos a este artículo para las clases de factores de desintegración de un punto de estado en un punto de estado de la esfera.
+en todas las mismas partes que afectan a más el parámetro de entrar la secuencia.
+En el caso de los vehículos de motor de ondas de encendido por chispa y el valor de los vehículos de motor de encendido por chispa, el valor de los vehículos de motor de encendido por chispa son el rango de sustituciones.
+en el intervalo de enredo de los vehículos de motor de encendido por chispa. Sin embargo, la estructura de los vehículos de motor de encendido por chispa de cada seleccionado por chispa
+se considera a partir de dos partes de estado en la esfera, excepto el caso se asume de cada número de encendidos
+esferas con el mismo valor número, o de partes de encendido. Desde el caso de los vehículos de motor de encendido por chispa se considera
+por un número de encendidos esferos alrededor de los de los vehículos de motor de encendido por chispa.
+En el caso de los vehículos de motor de encendido por partes de entrar (carga) en el interior de la vida de la
+vida de julio, el valor de la parte de entrar (carga) es 0,074 × 10−14.
+La estructura analítica de los sitios de encendido por chispa se asume en todo el caso. Para un componente n ≥ 2,
+las condiciones de desintegración son los dos característicos diferentes para la estructura analítica analítica de los sitios de encendido por chispa.
+Para las mismas estratas de desintegración, los sitios de enconda se encuentran en una misma cadena más grande: en cada sitio diferente:
+esferas de encendido cuántica en las que la estructura analítica ocurre: la misma cadena tiene la misma cadena. Algunos
+las condiciones que están estrechamente desecuacionadas son las mismas condiciones de desintegración a 0.05. Las condiciones de desintegración son
+como una posible estructura del diagrama de desintegración (eí = 10-14) desde el número de desintegración, o
+de partes que puede estar levantados por partes de nombre de encendido y cuando se mantienen de un tiempo de desacciones de dos
+tides, y por lo tanto una descomposición especial de los valores en el número de desintegración que sugiere
+por una forma similar a siempre que estas condiciones de desintegración ocurren con una descomposición especial de los valores.
+Sin embargo, nuestros resultados no se encuentran en el caso cuadrados estráctiles, por lo que podemos establecer una
+resultado para que la estructura analítica analítica de los sitios de encendido por chispa se asume en todos los tiempos de desintegración a través de
+las posibles ocurren las condiciones de desintegración del diagrama del diagrama de desinteg

samples/run1/samples-2101

@@ -0,0 +1,60 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+ el conocimiento
+de la sección 2 para la sección 2a, y la sección 2c y c.) se asociar a través de la sección 2a.
+Para la sección 2a y c., se observar que la sección 2a contiene una sección 2 c como c : (0,-0) → (0,-0), y
+la sección 2c asociar aquí.
+2.2. Dejar una secuencia de 1, y d-tuples t, t′, x, y, y′ ser
+uniformemente en el espacio 2 dimensional. Esto muestra que el límite c en t1 y c en t2 o(t1,. ..,
+t2, d‡es) no contiene la sección 2a y t.o.
+El c-tuples t, t′, x, r, y de acuerdo con la derivada de cada t-
+tuple t′ y c y t
+La teoría de la sección 2t es:
+(0,-1)x → 
+(t+1)/2t1+ r+ t2 + x′;
+(0,-1)x → 
+(t+1)x + z + t2 + x+ r,
+para la sección 2b y c. Una teoría de la sección 2a da (0,-1)x → 
+(0,-2)x + x
+(0,-2)x + x
+(0,-2)x + z
+(0,-2)x + z − x+
+(0,-2)x − z + z + y+
+(0,-2)x + z + z
+(0,-2)x + z − x− r− z− y−
+(0,-2)x− s−1z + z
+(0,-2)x − z−z − x−     x− r− x
+(0,-2)x− s−1zi + x
+(0,-2)x− s−1zi − c
+(0,-2)x− s−kz + x
+(0,-2)x− s−
+(0,-2)x− k
++(0,-2)x
+(0,-2)x− c
+(0,-1)x− c
+(0,-1)x− c
+(0,-1)x− (0,-1)x− = +
+0,-2)x− c
+(0,-2)x− (3-3,-3,...) = 
+(3-2)x− 
+(0,-2)x− c
+(3-2)x − c
+(0,-2)x− (3-3,...) =
+(2,-1)x− (2-3,...) =
+(2,-1)x− (2-3,-3,...) = c
+(2,-1, 0).
+Para un c-tuple no conmutar t̄, donde los coeficientes b y x son iguales como cada punto t̄
+y p es el teorema de la teoría de la sección c. Este resultado puede ser siento como para
+L2(4). La teoría del límite no conmutativo t̄ es de (t+1)/2t1+ b → + b, lo que implica
+que t̄ es más robusto para  y c → 0.
+En consecuencia, como se muestra en la teoría del límite, los coeficientes b y x son iguales
+para b = b + x y b = b, y c → 0. Para lo tanto, el teorema de la teoría del límite tiene
+un proceso de sección 2t : (t+1)/2t1+ b → 0.
+La teoría de la sección 2t es:
+(t+1)/2t1+ b → 0
+t+1b
+(t+1)/2t1+ t̄
+(t+1)/2t1+ b → l
+(t+1)/2t1+ b y c → 0, y c → 2.
+Para (3), la teoría del límite es:
+(t+1)/2t1+ b →
+(t

samples/run1/samples-2201

@@ -0,0 +1,11 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+mos.
+• • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • •
+donde E es un conjunto de funciones de orden separados de los valores de las funciones
+*(y) = E, (8).
+Desde la construcción de los números térmicos, vamos a la posible expres-
+ciones para los últimos puntos en las relaciones
+*1 y y = 0.
+• • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • • •
+* * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * *
+* * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * * *

samples/run1/samples-2301

@@ -0,0 +1,38 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+se que la
+nivel de emisión del potencial desaparece. La energía es poco espernica.
+Encontramos que las excitaciones de fonones (la distribución de energía)
+la fracción de flujos de los dos puntos puede ser reducidas.
+Por la parte principal del teorema 2.5, también descompose el punto
+de la fracción de fonones, como se necesita para la extinción de fonón-
+La fracción de los puntos del índice de magnitud del medio ambiente puede ser
+dicular por una función de la excitación del giro-óptic y el mediofuturo
+interacción.
+Teorema 2.6. El cambio de energía más bajo en una dificultad de la
+fluctuos potencial se puede realizar en fonones frente a la dispersión
+funciones de la fracción de flujos de un solo potencial.
+Teorema 2.7. Dejar que los dos ciclos potenciales, los potenciales
+es una función de la excitación del potencial, y también denotar
+la fracción de los dos puntos del índice de magnitud del medio ambiente. Nosotros
+descuidar el potencial que aunque es igual por un punto de fracción de fonones
+la fracción del medio ambiente.
+Prueba. Utilización del teorema 3.4 es que cualquier pico de tres ciclos
+potencial es una función de la excitación del potencial puede ser
+realizado en un potencial en una dificultad de fonones por una función de
+el alcance de la dispersión frente a la fracción del medio ambiente. Por lo tanto, todos es
+en la siguiente propuesta. - No, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no, no.
+4. Prueba de Teorema 1.3 El potencial de dos ciclos potenciales de potencial intermedio
+la fracción de fonones con un solo potencial estático se puede realizar en fonones frente a la
+fluctuos potencial de la fracción de fonones inducidas por la dispersión frente a
+el potencial inducido por las fases de dispersión frente a la fracción de fonón-frecuencia
+dentro de la ducha. Una consecuencia de la prueba de Teorema 3.4 es que puede
+ser una función de la excitación del potencial de dos ciclos potenciales,
+y una fase inducida por la fracción de fonones cuando una ducha fuerte
+del potencial inducida por la fase inducida por la fase del potencial inducida por la fase
+de fonones en ciento de las fases en casos de potencial intermedio. Com-
+la fase de fonones cuando una ducha es fuerte inducida por la fracción de fonones
+el potencial es sufre el potencial que todavía en esta ducha.
+3.1 Prueba de Teorema 1.3. La fase intermediana en la fase
+de potencial intermedio (2.30) es igual a la fase inducida por la fase frente a la
+fluctuos frentes, dejar que la función de la excitación del potencial se puede realizar en
+fonones frente a un potencial intermedio (2.30) algo un pot

samples/run1/samples-2401

@@ -0,0 +1,38 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+ón que sugerirá una fonda de dos
+conectantes. El contenido de partículas fuerzas de electrones a lo largo de la señal
+no se aproximaba (es decir, dos partículas) pero en el caso de que la señal
+puede ser capaz de muy cuestión de electrones sólo en las señales para todas las secciones físicas
+del estado de tierra físico, pero sólo en la mayoría de los físicos de
+la línea, pero pero pero pero pero difícil de obtener para estar con una páginas de
+el ángulo de rotación de la poca línea. En esta sección revisamos varias veces
+que los valores de partículas más pequeñas también más pequeños que los de los valores fuertes,
+por lo que se examina su área. Incluso si se trataba al principio, el valor
+de las partículas fuerzas sólo están estrechamente en la sección 2.4.
+Teorema 10. Aplicando la prueba de la prueba de esta sección a la siguiente prueba.
+Prueba. Primero probamos la prueba de esta sección con una prueba más fácil.
+Prueba 1. Es la prueba más simple a la pregunta del lector, por lo que usamos un
+prueba, donde se utilizan los datos de la siguiente manera. En particular, vamos a encontrar
+prueba es la siguiente propuesta como para el hecho de que, en particular, la prueba
+es un resultado con respecto a la prueba.
+El esquema se organiza de la siguiente manera. Supongamos, por la prueba, que
+S = 1  
+0,1 #...............................................................................................
+, 1 #......................................................................................................................................... (1, 1)...........................................................................................................................................................
+Si existe un ángulo inversable de ángulo físico comenzó con la fotografía-
+lidera de la partícula fuerte, entonces por la prueba y por la prueba se pueden obtener
+señale entonces por la prueba.
+Let γ = {1, 1} ser la forma del efecto (1, 1), en sí mismo. Consideramos el teorema
+1. Por lo tanto, debe ser fijo en un ángulo en el límite, por lo que los valores numéricos se eligen exactamente en
+el caso de que el número de partículas puede ser igualmente en tanto. Por lo tanto, en
+se espera, un ángulo en el límite a lo largo de la señal sólo es fijo en el límite
+(n, n ≥ 1), y para un cambio fijo, los valores numéricos se eligen exactamente en
+la prueba.
+El operador de fijación se puede obtener estatóstico, con el esquema. Una vez útil
+especializado de la prueba se puede obtener utilizando una relación de la
+el efecto de estado de la partícula. Para cada operador en el límite y con el esquema
+los valores numéricos se eligen exactamente en la prueba.
+Prueba. Desde el teorema anterior nos permiten ser propuestos, se añade raremos
+que algunos resultados más lejos en el lector, según lo haríamos sobre la prueba y
+para los límites de esta sección. Este resultado se puede demostrar que el
+también no sería incluso mucho, pero no puede moverse para

samples/run1/samples-2501

@@ -0,0 +1,62 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+1-0/4-3/4) 2,48 0,7 1,1
+1,33 0,5 1,4
+1,45 1,4 1,3
+1,62 0,5 1,5
+0,05
+0,01
+Para concluir, el resultado de la Fig. 1 es equivalente al tiempo físico
+la ecuación de Euler diferenciable
+A(d) = −
+A(d-d)D (2.1)
+, Eq. (A.1) =
+(2)(2)
+2 d
+d. (2.2)
+(1+(0, 1−))2 d
+d. (A.2)
+(2)(2) d. (A.3)
+en el que 
+(1/A(d))2/(1−) 2 d
+0, 1.3
+0,1 a través de
+0.9 2,1
+2 d
+0, 1.3 0,1
+0,04
+0.04
+0,3 2,2
+0,2 1 0,7
+0,1 0,4
+0,1
+0.2 0,1
+0,0.1
+0,0.1
+0,0.0.1
+0,0.0.0
+0,14
+0,14
+0,13
+0,11
+0,10
+0,09
+0,09
+0.02
+0,02
+Para cualquier D = 2 y E = 4, el resultado final es equivalente al tiempo para la ecuación
+Por otra parte, el resultado de la ecuación de Euler (2.1) es equivalente al tiempo t-
+de dado d = d.
+El cuántico único no es muy trivial (con la misma expresión esférico para las seis
+modelos que muestran que el cuántico no es muy trivial). Por lo tanto, el orden cuántico es diferente.
+que el cuántico no es muy trivial, a saber, cuasicopía cuántica no es suficiente para
+cada sustrato A = (A(d−d))E− = E- = (A(d−d))C.
+Para cualquier D = 3 y E = 4, el resultado del cálculo es diferenciable.
+En un punto,
+D = 2, por lo que se refiere a la ecuación de Euler. Por lo tanto, se puede ver en este punto (2.2).
+Las ecuaciones de Euler (2.1) pueden ser equivalentes en parte a la ecuación (2.2)
+D E =A(d−d)E −C D E =A− = E- =D E −E− =
+- - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - - -
+El hecho de que
+I(d) = d
+− d− d
+− d d d d d d d d d d d d d d d d d D d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d d D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D D

samples/run1/samples-2601

@@ -0,0 +1,40 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+conducte del político
+(número de correcciones) y la estrella de núcleos de giro [22]. En particular, la
+las fases esféricas, que se han estudiar [21., 22], conducen al principio de células en
+que en la expansión del sistema del calibrador, se puede reducir significativamente
+más a los efectos de células [20]. Encontramos que la dispersión de la radiación entre
+los gráficos de neutrones son los siguientes:
+A. Una fase de radiación única
+Escribe (n-n) esférica el ángulo de energía de rayos X como se ilustra en la Figura 8. In
+en todas las fases, la fase N y la fase C son una clase de cuasiestudas de
+los resultados de correlación en un polímetro [22, 27]. Porque la estrella
+de núcleos de giro no se encuentra de acuerdo con los resultados en [3]. Este cierto
+los métodos se utilizan para estudiar, como se utilizan en [6]. In [6] el método es
+una consecuencia del análisis de una fuerte estructura de radiación para
+el sistema del calibrador de política y el enfoque de forma. Lo siento.
+en este artículo utilizó un cambio de energía en el espacio estructural.
+Teorema de un cambio de energía en un sistema del calibrador se aplica a un
+pregunta sistemática sistemática [28]. Sin embargo, los estudios de una fase de radiación
+utilizando una clase para la fase C en el sistema del calibrador de polímetro
+sería simplemente diferente de su estructura de radiación. La fase C
+los observadores mostraron que hay un ángulo positivo a lo largo de la direc-
+toria (NQ), que fue identificado con la fase C o
+una diferencia entre una fuerza de política y la posibilidad
+concluir que estos observadores han están fuertemente cambios
+de energía. En el marco de los objetos fotovirísticos utilizado de [26, 29, 30]
+Los estudios de un algoritmo de formación estructural de radiación se han añadido en
+un ejemplo, que utilizaron todos los fotovirísticos de las fases cuasiestradas
+con el polímetro no lineal de núcleos de giro en términos
+[31, 32, 33]. En cuestión, el estudio de la fase C en el
+esfera de estrellas se basa en la dispersión del neutrón de baja temperatura
+ciones con altas temperaturas [34]. Para ello, usamos que un cambio en el
+Estructura del político es difícil de mover a un dígrafo de forma
+técnica suave o algún área o algún estado del suelo, que también
+mantener un ángulo de estructura del políptico ya que se producen hasta
+sustracción de la fase de radiación N. Se ve que, con la forma
+del modelo en la fase de radiación debe hacer
+que esta diferencia se ha considerado, sin embargo, es
+una fase de radiación para las fases que podrían ser uno veces un código de estudios
+en relación con el modelo estándar. Nosotros es incluso en [26, 29, 30] que el
+las fases de radiación para el fenómeno de fotoem

samples/run1/samples-2701

@@ -0,0 +1,44 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+coriones de la
+cálculo de la relación (9.5c) utilizando el modelo del núcleo mínimo de cuerdas con
+un potencial de salto de masa [45]. Pero el orden d-th [45] de energía cinética
+la corriente-spin total se encuentra en l=2 mJy, mientras que inicial
+tamaño del medio de energía se calcula de l=1 mJy. La escala
+en el caso de la teoría del cuerdas, la temperatura es
+espectro inicial de la relajación del electrón [45] a 6η(η) de salto
+[3] que añade una rango muy pequeña para la distancia de salto en el
+cálculo de la relación (1.1c) (véase la Observación 3.8).
+Por último, los tres partes del límite inferior de energía cinético
+satisfación se discute en detalle.
+Para la observación del caso de (9.5c) (típicos en la Fig. 1), el
+el medio del cuerdas se mueve con energías cinéticas para la energía de
+el potencial de salto de masa (Fig. 1). Algunas partes del límite inferior de energía cinético
+el resultado no ha sido observado.
+2. Tiempo de energía cinética y emisión de salto de masa
+La temperatura de un sistema simétrico es un potencial de salto de masa (2.1)
+cálculo para las relaciones de sabor de neutrino a (1.3–1.5). A
+muy breve ausentes, como se se observó en el modelo Sitter [9], un
+pico de la energía de la partícula está limitada por la temperatura
+calculado. Aquí la temperatura se limita gradualmente al potencial de salto de masa
+(2.2)2, sin embargo (por debajo del electrón).
+FIG. 1: (color en línea) El sabor de neutrino, se calculó en términos de
+la temperatura de la partícula, como el potencial de salto de masa.
+Para todos los parámetros, obtenemos la energía de un sistema simétrico
+al final (2.3), de modo que el potencial no es desaparece. Los
+límite de energía de un sistema se calcula en términos de
+(2.3)2.
+Los parámetros derivables son:
+(i) Encontramos las relaciones de sabor para el sabor del neutrino.
+(ii) Concluimos la relación de sabor de neutrinos para la energía cinética.
+(iii) En el modelo de Sol, se estima un pico de energía cinética
+temperatura (2)1/2, (iv) con (2.6)2=0, mientras que para (2.1c)
+(1.6) (1.6)2=0 (véase la Observación 3.8).
+También damos dos potenciales está limitado por el electrón con
+(1.2c.)2, cuya desviación de (10.3)2(1.8)2(1.8)2 es a cabo en (11.3).
+A menudo, la temperatura del potencial de salto de masa es
+muy pequeño para las relaciones (2.2)2.
+La temperatura del átomo con la temperatura de temperatura
+cuerda es una de las temperaturas de un sabor del neutrino al final en
+trayectoría (1.4).
+También obtenemos un pico de energía cinético (1.4)-2 (1.8)2
+(e, m, x, r) a menos

samples/run1/samples-2801

@@ -0,0 +1,47 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+ independición del campo medio se reduce al al
+número de componentes estacionarias. Por lo tanto, el uso de un campo medio en
+el operador de desintegración, un solo medio de dos modos de energía a un factor de
+1/2, es dudamente más grande que el tiempo de desintegración más grande es
+más difícil que el campo medio debido a campos simples. Esto
+el modelo de alguna cadena se basa en un anión de la partícula medida.
+Hasta una simulación de la sección transversal de la cadena, la amplitud del tiempo es
+significativamente igual a 10. (Fig.-1a) y las ecuaciones de Einstein deben
+utilizado para encontrar frentes similares, con el aumento del orden parcial
+a uno debe aumentar el máximo en la región de
+el aumento. El frente de las condiciones del campo medio (Fig.
+1b) es máximo debido a este máximo. De hecho, en cada
+caso, las energías de la cadena fueron similares a partir del orden parcial,
+que muerto es igual a 5,2.
+Comenzamos diferentes de energías de la cadena mediante la identidad del modelo de alguna cadena
+a un operador de desintegración para modar los tensores de impulso. De acuerdo con el
+el resultado análogo, la dinámica del campo medio es una forma de inámbirlo a la que se puede
+se caracterizará en los resultados de un índice adimensional. In
+las fluctuaciones se realizaron el medio de interacción estocástico (máximo
+mientras que una aproximación esté disponible en
+la base de la producción de la cadena medida.) Por otra parte, en cada
+caso, cuando el medio de desintegración se mueve la formación de
+aumento de la temperatura de cadena que se desvanecen. In
+Estudiando la dependencia de un campo medio entre el
+campo medio, se puede encontrar un campo medio en el cuaderno medida de
+los modos de energía estacionario por encima de la cadena medida
+(con la temperatura, aproximaciones obtenidas a partir de
+la fase difícil) y el campo medio en el campo medio
+en el estado medio (sin campo medio), el tiempo de desintegración aumenta
+1.
+En esta región, la temperatura oscilante es constante si 1/2
+sustituido como 0. Estas fluctuaciones son, por lo tanto,
+siguiendo el hecho de que las fluctuaciones de campos de modos se vuelven
+densa alrededor de 0. De acuerdo con el modelo de desintegración
+y el operador de desintegración en el operador de desintegración en el operador
+de desintegración, la temperatura oscilante aumentará
+al potencial relativista de simetría de la cadena.
+Un modelo de desintegración más largo puede
+para probar la dependencia de la temperatura oscilante del
+de la cadena con la temperatura oscilante de modo medio.
+Luego, utilizamos las matrices simétricos y sus tres matri-
+tic condiciones en el operador de desintegración es
+completamente desconocido. Estas propiedades son dadas por la
+las siguientes matrices simétricas, la matriz de acoplamiento t-
+Mature y la temperatura. La sección transversal de la cadena
+se reduce al bajo un

samples/run1/samples-2901

@@ -0,0 +1,29 @@
+======== SAMPLE 1 ========
+gásicas.
+El problema de sistemas únicos en el que una esta solución no tiene cero en su lugar
+las posiciones es una función de sine: hay un algoritmo natural en la que los qubits y
+Los sincronizados no están inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente todas las posiciones en los sistemas
+en que los qubits no están inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente inicialmente
+−3Sμ/8
+. (6.1)
+Esta función se llama el sistema único y la función sincronizada S
+y es, por lo tanto, no cero en el punto de límite inferior. El sistema se define a partir de la conocida
+polinomios de sincronización en el número de partículas y sincronizado de sincronización sólida
+sincrón. Para un sistema de problema único el sistema es de
+sincronización sólida S
++ S
++ S μ
+ + S μ
+= 0,07±0,08S
+−1, (6.2)
+Esto está claro en la parte inferior de la sección 4.7.
+6 Debate
+Espacios de línea para las funciones de sincronización de qubits de partículas
+En esta sección, hemos definido los problemas de sincronización de un qubit sincrónico en el
+número de partículas:
+Teorema 2.1. Dejar C = {0,1} ser un cálculo abierto y
+Lemma 10 La existencia físicamente en un qubit de tipo D = {1,...., d} con-
+Saturarse aquí cerca. Para cualquier  d = 1 y d < d− d, vamos a
+h = hÃ3d
+h2k = 0, (6.3)
+De esta manera estudiamos los sistemas únicos en el nú