在理論物理學裡，量子場論（，簡稱：）是結合了量子力學、狹義相對論和經典場論的一套自洽的概念和工具。在粒子物理學和凝聚態物理學中，量子場論可以分別為亞原子粒子和準粒子建立量子力學模型。量子場論將粒子視為更基礎的場上的激發態，即所謂的量子，而粒子之間的互動作用則是以相應的場之間的互動項來描述。每個互動作用都可以用費曼圖來表示，這些圖不但是一種直觀視化的方法，而且還是相對論性協變微擾理論中用於計算粒子互動過程的一個重要的數學工具。 歷史 量子場論的發展並非一蹴而就，而是在整個二十世紀期間，經多代理論物理學家的逐步推進，一波三折，才成為今天完整的理論框架。最早的量子場論是描述光和電子之間相互作用的量子電動力學，在 1920 年代逐步建成。之後，由於在計算中有各種無限大的出現，量子場論進入了第一個低谷；1950 年左右，重整化程式的發明使它走出低谷。由於無法用來解釋弱相互作用和強相互作用，量子場論又進入了第二個低谷，落入近乎被捨棄的境況。1970 年代規範場論的完善和基本粒子標準模型的建成，使它再次復興。 理論背景 今天的量子場論是量子力學、狹義相對論與經典場論共同結合的成果，所以它的歷史起源，必須從這幾條線索說起。 最早成功建立的經典場論是基於牛頓萬有引力定律。然而，在鉅著《自然哲學的數學原理》裡，艾薩克牛頓並沒有提到任何關於場的論述，他的萬有引力定律所描述的引力是一種超距作用，具有瞬時性質，不管距離有多遠。可是，在一封寫給劍橋大學三一學院院長的信裡，牛頓表示，他不認為物質會作用或影響於別的不與其接觸的物質，如果沒有透過任何其它非物質的媒介。後來，到了 18 世紀，數學物理學者發現，萬有引力的影響可以很方便地用一個「數學場」來描述，即在空間的每一個位置給定一個數量來展示作用於那位置的引力。但是，他們並沒有賦予這數學場任何實在的物理意義。 19 世紀電磁理論的發展真正地開啟了場的概念。麥可法拉第於 1845 年 11 月 7 日最早使用「場」一詞。他主張，形成場的磁力線是空間的物理狀況，而這空間可以是虛無一物的空間。倚賴滿布於空間的磁力線，作用力可以從一個物體經過一段時間傳遞到另一個物體；這不是一種瞬時現象，不會出現超距作用。直到今日，這仍舊是對於場的標準描述，即場是空間的物理狀況。 1862 年，詹姆斯麥克斯韋以完整的麥克斯韋方程組建成電磁學理論。透過麥克斯韋方程組，電場、磁場、電荷與電流這四種物理量彼此之間的關係被確定。從麥克斯韋方程組，可以推論出電磁波的存在，即電磁波是電場與磁場從空間的某一點傳播至另一點的現象，並且給出電磁波以有限速度傳播於空間，即光速。這些結果嚴格地反駁了超距作用的物理確據。經典電磁理論的功能很強大，它能夠描述電荷與電流怎樣產生電場與磁場，怎樣感受到電場與磁場的作用，但是，它無法被應用於原子輻射，因為人們不清楚在原子裡電荷與電流的物理性質。它無法解釋原子譜線的離散性質，它也不能正確地計算出黑體所發射出的電磁輻射能量按照不同波長的分佈。這些問題的解答都必須等待量子力學的來臨。 量子力學之始，可追溯至 1900 年馬克斯普朗克對黑體輻射的研究。普朗克將在物體裡發射與吸收輻射的原子視為微小的量子諧振子，並且假設這些量子諧振子的能量不是連續的，而是離散的數值，並且單獨量子諧振子吸收和發射的輻射能是量子化的。1905 年，阿爾伯特愛因斯坦對光電效應給出解釋，光是由一個個分開的能量團所組成，這些能量團被稱為光子，是光的量子。這意味著電磁輻射是以粒子的形式存在。 1913 年，尼爾斯玻爾提出描述原子結構的波爾模型，其中電子在原子中所具有的能量並不是一個連續的值，而是限制在一系列離散的特殊能量值上。這是量子化現象的又一例。波爾模型可以被用來解釋原子譜線的離散性質。1924 年，路易德布羅意提出波粒二象性假說，即微觀粒子在不同情況下會分別呈現波和粒子的性質。早期的量子理論是由很多類似上述的粗略運算與直覺猜測共同構成，它的成功是建立於它能夠解釋一些先前無法解釋的實驗結果。1925 至 1926 年間，由於德布羅意、維爾納海森堡、馬克斯玻恩、埃爾溫薛定諤、保羅狄拉克、華夫岡鮑利等人的寶貴貢獻，量子理論被發展成為一套自洽的學術理論，稱為「量子力學」，其能為早期的提供量子理論給出更為精緻的論述。 就在發表光電效應論文的同年，愛因斯坦又在麥克斯韋電磁學的基礎上建成狹義相對論，摒棄了時間和空間之間劃清界限的觀點，並提出所有物理定律必須在勞侖茲變換下相同。狹義相對論意味著以太是多餘的裝飾，電磁波的傳播不需要以太為媒介，電磁波只需要空間的存在就可以進行傳播的動作。愛因斯坦認同法拉第對於場的看法，即場是空間的物理狀況 這時的難題至少有兩處。在觀測驗證方面，量子力學的薛定諤方程可以解釋受激發射，即原子中的電子在外在電磁場作用下釋放一個新光子，但無法解釋自發發射，即電子在完全沒有外在電磁場作用之下，仍然自發性地降低能級並釋放光子。在理論方面，薛定諤方程無法描述光子；而且，量子力學並不符合相對論，因為它把時間視為一個普通數值，卻把粒子在空間上的位置提升為一個線性算符。 量子電動力學 1920 年代，電磁場是唯一已知的場。因此，很自然的，量子場論開啟於對於電磁相互作用的量子化研究。 1925 至 1926 年，馬克斯玻恩、海森堡和帕斯庫爾約當利用正則量子化程式，將電磁場視為一組量子諧振子，建立了自由電磁場（即不與物質相互作用）的量子理論。由於此理論不含任何相互作用，因此無法做出有用的量化預測。 在 1927 年論文《描述輻射的發射和吸收的量子理論》中，狄拉克首先給出「量子電動力學」一詞（，簡稱 QED）。他將在真空中的輻射場也描述為一組量子諧振子，又創意地給出輻射場與在原子中的帶電粒子的耦合項，然後一併將輻射場、帶電粒子與耦合項共同納入考量，應用第一階微擾理論來處理這耦合項，狄拉克成功地對自發發射現象給出解釋。按照量子力學的不確定性原理，量子諧振子不能完全停止不動，而是必須不斷的振動，即使是處於最低能量態，否則量子諧振子的動能會變得無窮大，因此，在真空中，處於真空態的電磁場仍舊會進行零點能量的振動，這也是最低能量態。自發發射現象其實就是電磁場在真空中的量子漲落對電子所引起的受激發射。狄拉克的理論極具功能，可以對於所有原子的發射與吸收電磁輻射給出合理解釋，應用第二階微擾理論，狄拉克的理論還可以解釋光子散射、、非相對論性康普頓散射等現象。然而，更高階的微擾理論計算卻遇到了無限大值的難題。 1928 年，狄拉克給出描述相對論性電子的波動方程狄拉克方程，成功解釋光子和相對論性電子之間的相互作用。這方程立刻給出四個成果，第一是計算出電子的自旋為 12、第二是計算出電子的 g 因子為 2、第三是推匯出描述氫原子光學譜精確結構的索莫菲公式、第四是推匯出克萊因 仁科公式，其能夠描述相對論性康普頓散射與穆勒散射等等結果。雖然碩果累累，但這一理論卻有著諸多問題。例如，它似乎需要負能量態的存在，意味著所有原子都不具穩定性，它們可以透過輻射從普通態躍遷至負能量態。 當時的普遍觀點，仍然是把構成宇宙的物質粒子（如電子）和量子場（如光子）看作是截然不同的概念。物質粒子具有永久性，物質粒子的量子態可以給出物質粒子處於空間某個位置的機率。光子不具有永久性，是電磁場經量子化後的激發態，光子可以被衍生或湮滅。直到 1928 至 1930 年，約當、尤金維格納、海森堡、鮑利和費米發現物質粒子也同樣可以視為量子場上的激發態，就如光子是電磁場的激發態，且每一種粒子都有其對應的量子場：電子有電子場，質子有質子場等等。 在此基礎上，恩里科費米在 1932 年提出解釋 β 衰變的：原子核本身雖不含電子，但在衰變的過程中，會在其周邊的電子場中激發出一個電子，就像光子可以在電磁場中被激發出來一樣。 1929 年，狄拉克等人發現，要解決狄拉克方程解中有負能量態的問題，必須假設某種電荷和電子相反但質量相同的粒子正電子。這不但在理論上確保了原子的穩定性，而且首次提出了反物質的存在。1932 年，卡爾戴維安德森在宇宙射線中發現了正電子存在的證據。只要有足夠能量（例如吸收光子），就可以產生一對電子和正電子；電子和正電子還可以互相湮滅，產生光子。這點證明，粒子數目在相互作用中沒有必要是固定的。正電子在最初並不被視為一種新粒子，而是在無限電子海中的空穴，因此這一理論也稱為「狄拉克空穴理論」。量子場論很自然地描述了這一現象。 無限大與重整化 羅伯特歐本海默在 1930 年證明量子電動力學的高階微擾計算必定會得出無限大值，如電子以及電子和光子的真空零點能量，意味著當時的理論方法無法正確處理極高動量光子的相互作用。從意識到無限大值的理論難題，至發展出系統性的解決方法，花了整整二十年的時間。 1934 至 1938 年間，厄恩斯特斯蒂克爾堡發表了幾篇重要的論文，建立了相對論性不變的量子場論表述。1947 年，他還獨立發展出一套完整的重整化程式。不幸的是，其他理論學家並沒有明白斯蒂克爾堡的概念。 約翰阿奇博爾德惠勒和海森堡分別在 1937 年和 1943 年提出，以所謂的 S 矩陣理論取代困難重重的量子場論。前者的大意是，既然現實中無法觀察到微觀相互作用的具體細節，那麼理論就應該只描述相互作用中少數可觀察量（如原子的能量等）之間的關係，而不在乎微觀細節。1945 年，理查德費曼和惠勒甚至提出完全拋棄量子場論，以粒子間的超距作用作為相互作用的原理。 1947 年，威利斯蘭姆和測量出氫原子 2S12 和 2P12 能級之間的細微差異，即蘭姆位移。漢斯貝特利用量子場論，透過忽視所有能量高於電子質量的光子的作用，成功估算出這一能級差異的數值。之後，、蘭姆、詹姆斯布魯斯弗倫奇（James Bruce French）和維克託魏斯科普夫利用一種無限大和無限大相互抵消的方法，再次證實了蘭姆位移的值。不過，這種方法並不可靠，也不可推廣至其他計算。 在 1950 年前後，朱利安施溫格、費曼、弗里曼戴森和朝永振一郎終於建立起去除無限大值的更可靠方法。大意是，理論中的最初引數（所謂的「裸值」：質量、電荷等）並沒有實際物理意義；在計算中，須做重新定義，用測量所得的有限數值取代這些裸值。為了抵消表面上無限大的引數，須要加入無限大的「抵消項」。這種系統性的計算程式稱為重整化，可以應用於微擾理論的任何一階。 重整化程式能夠解釋電子異常磁矩、電子 g 因子和真空極化，計算結果和高精度實驗之間的吻合程度在當時是空前的。重整化成功攻破了量子電動力學中無限大的難題。 與此同時，費曼發明瞭費曼圖和路徑積分表述。費曼圖可以用於很直觀地整理和計算微擾級數的各個項：每個圖可以視為相互作用過程中粒子路徑的示意圖，其中每個節點和每條線都有相對應的數學表示式，結合後可得出圖所表達的相互作用的。 在重整化程式和費曼圖方法出現之後，量子場論終於成為了一個完整的、成熟的理論框架。 第二次低潮 1950 年代初，在量子電動力學成功的基礎上，許多理論學家都相信量子場論最終可以描述和解釋所有微觀物理現象，並不僅限於電子、正子和光子間的相互作用。然而，這時量子場論進入了又一個低谷，足足持續近二十年。 難題之一，是重整化程式無法放諸四海通用。量子電動力學微擾計算中的所有無限大值，都可以透過重新定義少數幾個物理量（電子的質量和電荷）來去除。戴森在 1949 年證明，具有這樣良好屬性的理論（即所謂的可重整化理論）只佔少數，大多數理論反而是不可重整化的。其中一例，就是描述弱相互作用的費米相互作用。此理論在量子場論框架下，任何高於第一階的微擾計算都會產生無限大值，而且僅僅重新定義物理量是無法移除這些無限大值的。 第二個難題在於費曼圖方法的適用範圍。由於費曼圖建立在微擾理論級數展開的基礎上，所以理論中描述相互作用強度的耦合常數必須是一個很小的數值。費曼圖之所以適用於量子電動力學，是因為其耦合常數為精細結構常數。這使得在實際計算中，只須要考慮最簡單的（低階）費曼圖。不過，強相互作用，顧名思義，有著較大的耦合常數（約等於 1），因此極為複雜的（高階）費曼圖與最簡單的費曼圖重要性相近，計算中不能夠再忽略複雜的圖。 在這些理論難題的困擾下，不少理論學家開始對量子場論失去信心。有的以對稱性原則和守恆定律為理論重點，有的則重拾惠勒和海森堡的 S 矩陣理論。雖然量子場論概念在這些探索方向中起到了啟發性的作用，但它並沒有被用到確切的計算當中。 標準模型 1954 年，楊振寧和羅伯特米爾斯對量子電動力學的局域對稱性進行推廣，從純粹理論的角度建立了基於更複雜的對稱性的理論非阿貝爾規範場論（又稱楊 米爾斯理論）。在量子電動力學中，帶電荷粒子之間的相互作用是由光子傳遞的；同樣，在非阿貝爾規範場論中，帶某種新的「荷」的粒子之間的相互作用則是由無質量的規範玻色子傳遞的。與光子不同的是，這些規範玻色子自身也帶荷。 謝爾登格拉肖在 1960 年利用規範場論，建立了一個統合電磁相互作用和弱相互作用的理論；阿卜杜勒薩拉姆和則在 1964 年從另一條思路達到了同一個理論。不過，該理論是不可重整化的。 彼得希格斯、羅伯特布繞特和弗朗索瓦恩格勒在 1964 年提出，楊 米爾斯理論中的規範對稱性是可以被破壞的，使得原本無質量的規範玻色子獲得質量，是為自發對稱破缺機制。 1967 年，史蒂文溫伯格和薩拉姆在先前的理論上加以希格斯玻色子的自發對稱破缺機制，建成描述輕子之間電弱相互作用的理論。起初，人們對此理論置若罔聞。直到 1971 年，傑拉德特胡夫特證明非阿貝爾規範場論是可重整化的，才把電弱相互作用理論從深淵中拯救出來。1970 年，格拉肖、約翰李爾普羅斯和盧西恩梅安尼把溫伯格和薩拉姆的輕子電弱相互作用理論推廣至夸克上，電弱相互作用理論終於變得完善。 1971 年，哈拉爾德弗裡奇、默裡蓋爾曼和海因裡希洛伊特維勒發現非阿貝爾規範場論還可以解釋一些強相互作用現象，就這樣建立了量子色動力學。兩年後，大衛格羅斯、弗朗克韋爾切克和休波利策證明非阿貝爾規範場論具有漸進自由的特性，即在重整化後，強相互作用耦合常數在高能量下會變得很小。因此，至少在高能量相互作用中，可以對量子色動力學進行微擾級數展開，做實際的量化預測。 這些理論成果使量子場論擺脫了前二十年的陰霾並進入了又一次復興。電弱相互作用理論和量子色動力學形成的整體，稱為基本粒子標準模型。標準模型非常成功地解釋了除引力以外的所有基本相互作用，其理論預測也相繼得到實驗的證實：電弱相互作用中自發對稱破缺機制所需的希格斯玻色子也在 2012 年於歐洲核子研究組織發現，這是最後證實存在的標準模型組成粒子。 其他發展 1970 年代見證了非阿貝爾規範場論非微擾方法的發展：特胡夫特和亞歷山大泊裡雅科夫發現，和波爾奧勒森（Poul Olesen）發現流量管，泊裡雅科夫等人發現瞬子。這些概念都是無法用微擾理論方法來描述的。 超對稱概念也在同一段時期出現。1970 年，尤里阿布拉莫維奇高爾方和葉夫根尼利希特曼（Evgeny Likhtman）建成首個具有超對稱性的四維量子場論。但由於鐵幕的隔閡，這項研究並沒有得到廣泛的重視。要到 1973 年，朱利斯外斯和布魯諾朱米諾建立一類四維超對稱量子場論，才把超對稱概念推向理論界。 在四個基本相互作用之中，引力是唯一一個無法一致地用量子場論來描述的。理論學家在量子引力方面的各種嘗試，促使了 1970 年代弦理論的發展。（弦理論本身是一種具有共形對稱性的二維量子場論。）和約翰施瓦茨在 1974 年首次提出，弦理論有望成為解釋引力的量子理論。 凝聚態物理學 量子場論最早源於對基本粒子相互作用的研究，但其中的各種方法還可以推廣至其他的物理系統，在凝聚態物理學等研究多體系統的範疇上應用成果尤其豐盛。 從歷史的角度，南部陽一郎將超導體理論應用於基本粒子，最終發展出希格斯自發對稱破缺機制；重整化群概念也出自對物質第二階相變的研究。 在提出光子概念後不久，愛因斯坦提出對晶體中的振動進行量子化，這最終發展成第一個準粒子概念聲子。列夫朗道主張，各種各樣凝聚態系統的低能量激發態都可以用一組準粒子之間的相互作用來描述。理論學家發現，量子場論中的費曼圖方法能夠很自然地描述凝聚態系統的各種現象。 規範場論可以描述超導體的磁通量量子化、量子霍爾效應中的電阻率以及交流電約瑟夫森效應中頻率和電壓之間的關係。 原理 為簡化公式，本節採用自然單位制，設約化普朗克常數和光速為 1。 經典場與量子場 經典場是在時間和空間上定義的函式。例子包括：牛頓萬有引力中的引力場，以及經典電磁學中的電場和磁場。經典場在空間上的每一個點都有一個隨時間變動的數值，所以它們具有無限自由度。 然而，經典場論無法解釋具有量子力學性質的物理現象。例如，一些物理現象（包括光電效應）必須以一顆顆獨立的粒子光子來描述，而非在空間上連續的場。「量子」場論的目的，是既要以場為基礎，又要能夠解釋各種量子力學現象。 量子場論的兩種常用表述分別是正則量子化和路徑積分表述。為了展示量子場論的基礎原理，以下先簡述經典場論。 以最簡易的經典場為例，假設在空間上每一個點都有一個可以隨時間變動的實數，記作，其中是位置向量，是時間。這就是實純量場。又假設這個場的拉格朗日量為 L int d3xmathcal L int d3xleft frac 12 dotphi2 frac 12 nablaphi2 frac 12 m2phi2right 其中 dotphi 是場的時間導數，是散度算符，是一個引數（可視為場的「質量」）。在此拉格朗日量上應用適用於場論的尤拉 拉格朗日方程 frac partialpartial t left frac partialmathcal Lpartial partialphipartial tright sum_i13 frac partialpartial xi left frac partialmathcal Lpartial partialphipartial xiright frac partialmathcal Lpartialphi 0 可得出場的運動方程，描述其在時間和空間上的變動： left frac partial2partial t2 nabla2 m2rightphi 0 這就是克萊恩 戈登方程式。 克萊恩 戈登方程式是一條波動方程，因此它的解可以表示為簡正模之和（可用傅裡葉變換所得）： phi mathbf x t int frac d3p2pi3 frac 1sqrt 2omega_mathbf pleft a_mathbf p eiomega_mathbf p t imathbf pcdotmathbf x a_mathbf p eiomega_mathbf p t imathbf pcdotmathbf xright 其中為複數，星號代表複共軛，則是簡正模的頻率： omega_mathbf p sqrt mathbf p2 m2 故此，對應於每個簡正模都可以視為頻率為的經典諧振子。 正則量子化 以上經典場的量子化過程，和單個經典諧振子推廣為量子諧振子的過程相似。 一個經典諧振子的波動程度（一般想象為做諧波運動的粒子之位置，但不應與目前的場的位置標籤所混淆）隨時間之變化為 x t frac 1sqrt 2omega a eiomega t frac 1sqrt 2omega a eiomega t 其中是複數，是諧振子的頻率。 要提升為量子諧振子，經典諧振子的從普通數字提升為線性算符 hat x t。同時，和也提升為算符，分別變成消滅算符 hat a 和創生算符 hat adagger，其中表示埃爾米特伴隨： hat x t frac 1sqrt 2omega hat a eiomega t frac 1sqrt 2omega hat adagger eiomega t 兩者的對易關係為 hat ahat adagger 1 單個諧振子的所有量子態都可以從真空態 0rang 開始，透過創生算符 hat adagger 的重複作用，逐一產生： nrang hat adaggern0rang 同樣，上文的實純量場（對應於單個諧振子的）提升為算符 hatphi，而和則提升為對應於的消滅算符 hat a_mathbf p 和創生算符 hat a_mathbf pdagger： hat phi mathbf x t int frac d3p2pi3 frac 1sqrt 2omega_mathbf pleft hat a_mathbf p eiomega_mathbf p t imathbf pcdotmathbf x hat a_mathbf pdagger eiomega_mathbf p t imathbf pcdotmathbf xright 創生和消滅算符的對易關係為： hat a_mathbf phat a_mathbf qdagger 2pi3delta mathbf p mathbf qquad hat a_mathbf phat a_mathbf q hat a_mathbf pdaggerhat a_mathbf qdagger 0 其中是狄拉克 δ 函式。場的所有量子態都可以從真空態 0rang 開始，透過各個創生算符 hat a_mathbf pdagger 的重複作用，逐一產生，如： hat a_mathbf p_3dagger3 hat a_mathbf p_2dagger hat a_mathbf p_1dagger2 0rang 雖然寫在拉格朗日量中的場在空間上具有連續性，但在量子化之後，態空間卻是離散的。單個諧振子的態空間包含一個粒子的所有離散能級，而與之不同的是，量子場的態空間包含任意粒子數目的所有離散能級。這樣的態空間稱為，它能夠描述相對論性量子系統中粒子數目不固定的現象。從單粒子提升為任意粒子數的量子化過程，有時也稱為第二量子化。 以上將場量子化的過程直接應用了非相對論性量子力學的表述，可以用於對純量場、狄拉克場、向量場（如電磁場）甚至是弦進行量子化。不過，只有在不含相互作用的最簡單理論（所謂的「自由理論」）中，創生和消滅算符才有良好的定義。在實純量場的例子中，這些算符的存在純粹是因為其經典運動方程的解可以分解成簡正模之和。要對具有相互作用的理論進行任何計算，必須在自由理論的基礎上應用微擾理論。 在自然界中，量子場的拉格朗日量都含有相互作用項。例如，可以在實純量場的拉格朗日量密度上另加一個四次方項： mathcal L frac 12 partial_muphipartialmuphi frac 12 m2phi2 frac lambda4phi4 其中是時空標號：partial_0 partialpartial t partial_1 partialpartial x1 等等；此處根據愛因斯坦標記法省去了對標號求和的記號。如果引數足夠小，四次方相互作用項就可算作微擾。 路徑積分 與正則量子化表述不同的是，路徑積分表述的重點並不在建立算符和態空間上，而是在於直接計算某過程的振幅。費曼路徑積分的大意是，要計算一個系統從某初始態 phi_Irang（時間）演變到某終結態 phi_Frang的振幅，先把總時間分成個很小的時段，然後考慮它在每個時段內的演變振幅，最後對每個時段所對應的中間態求積分。將哈密爾頓量（即）記作，則 lang phi_FeiHTphi_Irang int dphi_1int dphi_2cdotsint dphi_N1lang phi_FeiHTNphi_N1rangcdotslang phi_2eiHTNphi_1ranglang phi_1eiHTNphi_Irang 在取極限後，以上無限個積分之積就成為了路徑積分，記作： lang phi_FeiHTphi_Irang int mathcal Dphi texpleftiint_0T dtLright 其中是包含及其時間和空間導數的拉格朗日量，與哈密爾頓量之間有勒壤得轉換的關係，而路徑積分的初始和終結條件分別為 phi 0 phi_Iquad phi T phi_F 換句話說，從開始至終結的振幅，是此二態之間所有路徑的振幅之和，而每條路徑的振幅由被積分的指數給出。 兩點相關函式 現在假設理論中包含相互作用，且拉格朗日量中的相互作用項是一個微擾。 在實際計算中，往往會遇到這樣的表示式： langOmegaTphi xphi yOmegarang 其中和是位置四維向量，是時間排序算符（即根據和的時間分量順序，把和從最遲至最早，從左至右排列），Omegarang 則是在相互作用下的基態（真空態），一般來說不同於自由理論下的基態 0rang。上式所表達的是場從至傳播的機率幅，稱為兩點，又稱兩點格林函式。 在正則量子化表述下，兩點相關函式可以寫作： langOmegaTphi xphi yOmegarang lim_Ttoinfty 1iepsilon frac lang 0Tleftphi_I xphi_I yexpleft iint_TT dt H_I trightright0ranglang 0Tleftexpleft iint_TT dt H_I trightright0rang 此處的是一個無窮小量，是前文自由理論下的場算符，是哈密爾頓量中的相互作用項。對於理論，有 H_I t int d3xfrac lambda4phi_I x4 由於是一個小引數，所以指數函式還可以展開為的級數，逐階計算。這條方程式的用途在於，可以用右邊有良好定義的自由場算符和基態，代替左邊難以定義的場算符和基態做計算。 在路徑積分表述下，兩點相關函式可以寫作： langOmegaTphi xphi yOmegarang lim_Ttoinfty 1iepsilon frac intmathcal Dphiphi xphi yexpleft iint_TT d4zmathcal Lrightintmathcal Dphiexpleft iint_TT d4zmathcal Lright 其中 mathcal L 是拉格朗日量密度。和前一段一樣，指數函式中對應於相互作用項的因子也可以展開為的級數。 根據威克定理，任何自由理論下的點相關函式都可以寫成兩點相關函式之積之和。例如， begin align lang 0Tphi x_1phi x_2phi x_3phi x_40rang lang 0Tphi x_1phi x_20rang lang 0Tphi x_3phi x_40rang lang 0Tphi x_1phi x_30rang lang 0Tphi x_2phi x_40rang lang 0Tphi x_1phi x_40rang lang 0Tphi x_2phi x_30rang end align 由於相互作用理論下的相關函式可以用自由理論下的相關函式來表達，因此只須計算自由理論下的兩點相關函式 lang 0Tphi xphi y0rang，就足以計算（微擾）相互作用理論下的所有物理量。 透過正則量子化或路徑積分表述，都可以得出： D_F xy equiv lang 0Tphi xphi y0rang intfrac d4p2pi4 frac ip_mu pmu m2 iepsilon eip_mu xmu ymu 這就是實純量場的費曼傳播子。 費曼圖 相互作用理論下的相關函式可以表達為一個微擾級數，級數中每項都是一些自由理論下的費曼傳播子之積，而且可以非常形象地用費曼圖來表達。例如，理論兩點相關函式的級數展開的階為 frac ilambda4lang 0Tphi xphi yint d4zphi zphi zphi zphi z0rang 經維克定理展開後含這一重複 12 次的項： 12cdot frac ilambda4int d4z D_F xz D_F yz D_F zz 相對應的費曼圖為 圖中每個點對應於一個場因子，位於外端（標為和）的稱為「外點」，位於內部的稱為「內點」（此處只有一個）。要得回這一項的數值，須遵循一套適用於此理論的「費曼規則」：每個內點對應於 ilambdaint d4z，每條線對應於費曼傳播子 D_F xy（和是線兩端點的位置標籤），把這些因子全部相乘後，再除以「對稱因子」。（此費曼圖的對稱因子為 2，但此處不作詳細解釋。） 要計算任何點相關函式，可以以內點的數目為階，列出每一階符合條件的所有費曼圖，再用費曼規則得出每一項的數值。確切地說， langOmegaTphi x_1cdotsphi x_nOmegarang 等於所有含個外點的連通費曼圖（相應的數值）之和。（所謂的連通費曼圖，指的是不允許有內點不與任何外點經線連通的情況。與外點完全斷開的部分，有時亦稱「真空泡沫」。）在此處考慮的相互作用理論中，每個內點必須接上四條腿。 在現實應用中，某個相互作用過程的或某種粒子的衰變率都能夠從 S 矩陣算出，而 S 矩陣本身可以用上述的費曼圖方法計算。 不含迴圈的費曼圖稱為「樹圖」，它所描述的是最低階的相互作用過程；含有迴圈的則稱為「圈圖」，它描述在樹階以上的更高階項（這些項稱為輻射修正）。兩端為內點的線，可以想象成一個虛粒子的傳播。 重整化 樹圖的計算可以直接應用上文所述的費曼規則，但如果單純地計算圈圖（如上文例子），就會遇到動量積分發散的問題。這似乎意味著，相互作用振幅微擾展開後，絕大部分的項都是無限大的。要去除這些無限大值，必須用到重整化程式。 拉格朗日量中所出現的質量和耦合常數等引數，並不能視為有物理意義的量：、和場強度都不能透過實驗測量，此處分別稱為裸質量、裸耦合常數和裸場。現實中的質量和耦合常數可以透過測量某個相互作用過程所得，一般與它們的裸值不同。在計算這些相互作用時，如果遇到發散的動量積分，可以先把積分域限制在某個動量值以下，當得出有物理意義的量後，再取極限。在中間步驟採用動量截值使得積分不發散的做法，是正規化的一種，而則稱為正規子。 以上程式稱為裸微擾理論，因為它的計算用到的都是裸質量、裸耦合常數等等；另一重整化程式從一開始就用具有物理意義的質量、耦合常數等做計算，稱為重整化微擾理論。以理論為例，先對場強度做重新定義： phi Z12phi_r 其中是裸場，是已重整化場，則是一個尚未判定的常數。拉格朗日量密度變為： mathcal L frac 12 partial_muphi_rpartialmuphi_r frac 12 m_r2phi_r2 frac lambda_r4phi_r4 frac 12 delta_Z partial_muphi_rpartialmuphi_r frac 12 delta_mphi_r2 frac delta_lambda4phi_r4 其中和分別是能夠被測量的已重整化質量和耦合常數，且 delta_Z Z1quad delta_m m2Z m_r2quad delta_lambda lambda Z2 lambda_r 均為尚未判定的常數。前三項為以已重整化量寫出的拉格朗日量密度，後三項則是所謂的抵消項。拉格朗日量多了幾項，所以費曼圖也要相應加入額外的組成元素，各有對應的費曼規則。此方法的大意是，先選擇一種正規化程式（如上文的截值正規化或維度正規化），把正規子記作，計算費曼圖。圖的發散項會包含。最後，對、和做定義，使得在取極限時，抵消項費曼圖的值會與普通費曼圖中的發散項完全抵消，得出有限、有意義的值。 重整化程式只有在可重整化理論下才會得出有限的數值，但在不可重整化理論下卻無法去除所有的發散項。可重整化的理論包括基本粒子標準模型，不可重整化的理論包括量子引力。 重整化群 重整化群是用於理解重整化過程的數學工具，由肯尼斯威爾森所創。一個量子場論的所有引數（拉格朗日量中每一項的係數）的值與在甚麼尺度下測量它是密切相關的。每個引數如何隨尺度變化，是由相應的 β 函式所描述；用於做物理預測的相關函式如何隨尺度變化，則是由所描述。 以量子電動力學為例，耦合常數（即基本電荷）隨尺度的變化由以下 β 函式描述： beta e equiv frac 1Lambdafrac dedLambda frac e312pi2 O e5 其中是測量時所在的質量尺度（或能量尺度）。這條微分方程意味著，隨著質量尺度的上升，所測量出的基本電荷值也會上升。 量子色動力學耦合常數的 β 函式為： beta g equiv frac 1Lambdafrac dgdLambda frac g316pi2left 11 frac 23 N_fright O g5 其中是夸克味數。只要（標準模型有），耦合常數就會隨質量尺度的上升而降低。因此，雖然量子色動力學所描述的強相互作用在低能量下極強，使得微擾理論不可適用，但它在高能量下會變得極弱，這種現象稱為漸進自由。 有一類特殊的量子場論具有共形對稱性，稱為共形場論。這樣的理論不對尺度的變化敏感，因此它所有耦合常數的 β 函式都為零。（然而，所有 β 函式為零並不代表理論一定具有共形對稱性。）例子有：弦理論、等等。 從威爾森的觀點來看，每一個理論從根本上都伴隨著它的截斷能標，也就是該理論在以上截斷能標不再適用，計算中也要忽略所有以上的自由度。例如，凝聚態系統的截斷能標是原子間距的倒數，而粒子物理學系統的截斷能標可能和時空最深處由引力量子波動所產生的顆粒性有關。只要此截值足夠大，該理論在低能量下的有效場論就必定是可重整化的。可重整化與不可重整化理論之間的分別在於，前者對高能量尺度的細節並不敏感，而後者則取決於這些細節。從此，不可重整化理論不再是不可馴服的怪物，而應視為某個更基礎的理論的低能量有效場論；計算結果中無法去除的截值，純粹暗示著在以上尺度的物理現象須要用新的理論來描述。 其他理論 以上對量子場論方法的簡述只討論了實純量場的自由理論和理論。類似的表述和程式也可以應用於其他型別的場，如複純量場、向量場、狄拉克場等等，以及各種相互作用項，如電磁相互作用、湯川相互作用等等。 例如，量子電動力學含有一個代表電子場的狄拉克場，以及一個代表電磁場（光子場）的向量場。（雖然在量子場論中稱之為電磁「場」，但實際上對應於經典電磁學中的電磁四維向量勢。）整個理論的拉格朗日量密度為： mathcal L barpsi igammamupartial_mu mpsi frac 14 F_munu Fmunu ebarpsigammamupsi A_mu 其中是狄拉克矩陣，barpsi psidaggergamma0，F_munu partial_mu A_nu partial_nu A_mu。此處的引數分別是電子的（裸）質量和（裸）基本電荷。拉格朗日量密度的首兩項分別對應於狄拉克場和向量場的自由理論，最後一項則描述電子場和光子場之間的相互作用。 上圖為量子電動力學中的樹階費曼圖之一。它描述電子和正子互相殲滅，產生離殼光子，再衰變為新的電子正子對。時間從左至右前進，箭頭順著時間的直線代表正子，箭頭與時間方向相反的直線代表電子，波浪線代表光子。量子電動力學費曼圖中的每一個內點都必須連上一條指入和一條指出的費米子線（正子或電子），以及一條光子線。 規範對稱性 如果在每一個時空點上做如下變換（又稱局域變換），則量子電動力學的拉格朗日量會保持不變： psi x to eialpha xpsi xquad A_mu x to A_mu x ie1 eialpha xpartial_mu eialpha x 其中是任何在時空上變化的函式。如果某個理論的拉格朗日量（應該更廣義地說作用量）在某種局域變換下不變，該變換就可以稱作此理論的規範對稱。以上的變換在每一個時空點上組成一個群：以 eialpha x 和 eialphax 相繼進行變換，整體來說相當於直接進行單個變換 ei alpha xalphax；而且，對於任意，eialpha x 是一個能夠復回 eialpha x 的作用的變換，可視為 eialpha x 的反元素。在每個空間點上，eialpha x 都是群的元素，因此可以說量子電動力學具有規範對稱性，其中光子場可稱為規範玻色子。 屬於阿貝爾群，即任意兩個元素的作用先後次序並不重要。除此之外，還有建立在非阿貝爾群上的非阿貝爾規範場論（其中楊 米爾斯理論是最簡單的一種）。以具有群規範對稱性的量子色動力學為例，任意兩個變換的作用次序不能隨意調換，因此該理論的建構會比上述的量子電動力學更複雜。理論包含三個代表夸克場的狄拉克場，以及八個代表膠子場的向量場（膠子場是規範玻色子）。夸克場和膠子場可分別視為量子電動力學中電子場和光子場的推廣。量子色動力學的拉格朗日量密度為： mathcal L ibarpsii gammamu D_muij psij frac 14 F_munuaFamunu mbarpsii psii 其中是普通偏導數的推廣，稱為規範協變導數： D_mu partial_mu igA_mua ta 為耦合常數，為基本表示下的八個生成元（矩陣）， F_munua partial_mu A_nua partial_nu A_mua gfabc A_mub A_nuc 為的結構常數（個數字），此處要依照愛因斯坦標記法對所有重複的標號等等求和。對於任意時空函式，此拉格朗日量在以下局域變換下保持不變： psii x to Uijxpsij xquad A_mua x ta to U xleft A_mua x ta ig1 partial_muright Udagger x 其中在任何時空點上都是群的元素（矩陣）： U x eialpha xa ta 以上所討論的只是在拉格朗日量層面上的對稱性，可以說是經典對稱性；但在量子化之後，某些理論可能會喪失它的經典對稱性，這種現象稱為量子反常。比如，在路徑積分表述中，儘管拉格朗日量密度 mathcal Lphipartial_muphi 在場的某種規範變換下不變，但路徑積分的測度 intmathcal Dphi 卻有可能改變，從而導致整個路徑積分乃至物理預測都會在變換下改變。描述現實的理論不能含有任何規範對稱性上的反常，否則它就是不一致的。基本粒子標準模型屬於規範場論，其規範群為，理論中所有可能出現的反常都恰好完全抵消。 等效原理是廣義相對論的理論基礎，它也可以視為一種規範對稱性，所以廣義相對論是基於勞侖茲群的規範場論。Veltman M J G 1976 Methods in Field Theory Proceedings of the Les Houches Summer School Les Houches France 1975 根據諾特定理，每一個連續對稱性（即對稱變換中的引數是連續而不是離散的），都有一個相對應的守恆定律。例如，量子電動力學的對稱性意味著電荷守恆。 規範轉換並不是把一個量子態轉換為另一個量子態，而是把對於同一個態的兩種等價的數學描述聯絡起來。例如，光子場是一個四維向量，似乎含有四個自由度，但實際上光子只有對應於偏振的兩個自由度。其餘的兩個自由度，可以說是「多餘」的：許多表面上不同的可以透過規範轉換互相聯絡，因此實際上描述光子場的同一個態。規範對稱性從嚴格上來說並不是一種「真實」的對稱性，它只是反映了我們所選擇的數學表達方式的「多餘性」。 要在費曼路徑積分表述中去除這種多餘性，須進行所謂的法捷耶夫 波波夫規範固定程式。在非阿貝爾規範場論中，該程式會產生一種新的場鬼場。鬼場所對應的粒子稱為鬼粒子，它並不能夠經實驗測量得到。鬼場在拉格朗日量中有自己的項，起到固定到某個特定規範的作用。法捷耶夫 波波夫程式的推廣，是相對嚴謹的 BRST 量子化表述。 自發對稱破缺 自發對稱破缺是一種既保持原有拉格朗日量對稱性，又能使得最終描述的系統破壞此對稱性的機制。 以經典線性為例，設想有個實純量場，由以下拉格朗日量密度描述： mathcal L frac 12 partial_muphiipartialmuphii frac 12 mu2 phiiphii frac lambda4 phiiphii2 其中和都是實引數。此理論具有全域性對稱（即在每個時空點上做相同的變換）： phii to Rijphijquad Rinmathrm ON 經典理論的最低能量態（基態、真空態）是任何符合 phi_0i phi_0i frac mu2lambda 的均勻場。可以選擇坐標，使得基態指向第方向： phi_0i left 0cdots0frac musqrt lambdaright 原先的個場可以重新寫作 phii x left pi1 xcdotspiN1xfrac musqrt lambda sigma xright 原來的拉格朗日量密度，以新的場寫出： mathcal L frac 12 partial_mupikpartialmupik frac 12 partial_musigmapartialmusigma frac 12 2mu2sigma2 sqrt lambdamusigma3 sqrt lambdamupikpiksigma frac lambda2 pikpiksigma2 frac lambda4pikpik2 其中。從表面上看，拉格朗日量不再具有全域性對稱，而只是剩下子群全域性對稱，所以自發對稱破缺前的更大對稱性，也被稱為「隱藏的對稱性」。 根據戈德斯通定理，在自發對稱破缺機制下，每一個被破壞的連續全域性對稱性都對應於一個無質量場，這些場稱為南部 戈德斯通玻色子。在以上的例子中，有個連續對稱性，而則有個，兩者之差為，正好對應於個無質量場。 另一方面，連續規範對稱性（即局域對稱性）被破壞後所生成的戈德斯通玻色子會被相應的規範玻色子「吃掉」，成為後者的一個額外自由度。根據戈德斯通玻色子等效定理，在高能下，吸收或發出一個縱向極化的有質量規範玻色子的振幅，與吸收或發出一個被此規範玻色子吃掉的戈德斯通玻色子的振幅相同。 在描述鐵磁性系統的量子場論中，自發對稱破缺可以解釋低溫下磁偶極子方向對齊的現象；在基本粒子標準模型中，希格斯機制利用自發對稱破缺，使得原先因規範對稱性而不允許有質量的規範玻色子（W 和 Z 玻色子）獲得質量。 超對稱 現實中所觀測到的一切對稱性，包括全域性對稱和局域對稱性，都把玻色子和玻色子聯絡起來，並把費米子和費米子聯絡起來，而沒有玻色子和費米子之間的聯絡。理論學家猜想可能存在一種把玻色子和費米子聯絡起來的對稱性，稱為超對稱。 標準模型具有全域性龐加萊對稱性，生成子有：平移生成子和勞侖茲變換生成子。31 維超對稱在此對稱群的基礎上，再加上遵守外爾費米子轉換法則的超對稱生成子。由以上所有生成子所生成的對稱群稱為。廣義地說，超對稱生成子可以不止一個：，這樣的對稱性稱為超對稱、超對稱，如此類推。其他維度時空上也可以定義超對稱，特別是具有 11 維超對稱性的超弦理論。 如果一個理論具有超對稱性，那麼其拉格朗日量就必須在超對稱群的轉換作用下不變，例子有：、、超弦理論等等。在這樣的理論中，每一個費米子都有一個對應的玻色子超對稱粒子，反之亦然。 如果把超對稱性提升為局域對稱性，所形成的規範場論是廣義相對論的推廣超引力理論。 如果超對稱性在自然界中真實存在，將解決物理學上的若干難題。把希格斯場和它的超對稱場互相聯絡，可能可以解決標準模型中的：為甚麼希格斯玻色子的質量不會因為輻射修正而上升到更高的尺度，如大統一理論尺度或普朗克尺度。原理是，在費曼圖中產生輻射修正項的希格斯玻色子迴圈，會被相應的超希格斯費米子迴圈所抵消。其他有可能經超對稱性解決的問題還有規範耦合常數的高能大統一問題，以及暗物質的本質。 然而，實驗物理學家並沒有觀測到任何超對稱粒子的存在。如果超對稱性真的存在，它必定是一個破缺的對稱性，而且破缺所發生的能量尺度一定比現今實驗探索的尺度更高。 其他時空 前文討論的理論、量子電動力學、量子色動力學乃至整個標準模型，都假設量子場所在的時空是 31 維閔考斯基時空（3 個空間維度及 1 個時間維度）。然而，量子場論本身並不限制時空的維數或幾何。 在凝聚態物理學中，有。在高能物理學中，有屬於 11 維量子場論的弦理論，還有利用額外維度中的引力產生低維度規範場論的卡魯扎 克萊因理論等等。 在閔考斯基時空中，拉格朗日量的所有標號升降都利用平坦度規張量，例如： A_mu Amu eta_munu Amu Anuquad partial_muphi partialmuphi etamunupartial_muphi partial_nuphi 其中是的逆：。如果量子場所在的時空不是平坦的（見彎曲時空中的量子場論），就應使用更廣義的度規張量（例如描述黑洞的史瓦西度規）： A_mu Amu g_munu Amu Anuquad partial_muphi partialmuphi gmunupartial_muphi partial_nuphi 此處是的逆。以實純量場為例，最廣義的拉格朗日量在彎曲時空下變為 mathcal L sqrt gleft frac 12 gmunu nabla_muphi nabla_nuphi frac 12 m2phi2right 其中，是協變導數。 由此可見，根據固定背景時空幾何的不同，拉格朗日量也會隨之改變，理論的種種計算和預測也會不同。 拓撲量子場論 一般來說，對於不同的時空度規，量子場論的相關函式乃至物理預測也會不同。有一類量子場論的所有相關函式都不隨時空度規的值改變，此類理論稱為拓撲量子場論。一般的彎曲時空量子場論會隨時空的幾何改變而改變，而拓撲量子場論則在一切微分同胚對時空的作用下不變，但對時空的拓撲敏感。這意味著，拓撲量子場論的所有計算結果，都是其底下時空的拓撲不變數。陳 西蒙斯理論就是拓撲量子場論的一例，可用於構建各種量子重力模型。拓撲量子場論可以應用在分數量子霍爾效應和上。。 微擾與非微擾方法 透過量子場論的微擾方法，可以用一個以參與相互作用的粒子總數所展開的級數，一階一階地近似相互作用項的整個效應。展開中的每一項都可以理解為粒子間透過其他虛粒子傳遞相互作用的一種可能途徑，可以用非常形象的費曼圖來表達。兩個電子間的電磁力在量子電動力學中（在第一階微擾）是以光子的傳遞來表達的。同樣，W 和 Z 玻色子傳遞弱相互作用，膠子傳遞強相互作用。這種把相互作用的中間態視為各種粒子交換過程的總和的看法，只有在微擾理論的框架下才有意義；非微擾方法則把相互作用項視為一個整體來對待，不進行級數展開，因此也沒有虛粒子傳遞相互作用一說。取而代之描述相互作用的，是、、流量管、瞬子等概念。具有非微擾完全解的量子場論包括一類稱為的共形場論和等等。 數學嚴格性 雖然量子場論在粒子物理學和凝聚態物理學上的應用成果豐盛，其理論預測和實驗之間的吻合程度極高，物理學家們也大膽地在量子場論框架下作出新的量化預測，但是量子場論本身卻仍然缺乏嚴格的數學基礎。比如，根據，並不存在一個良好定義的量子場論互動作用繪景，意味著費曼圖方法的基石微擾理論在量子場論上的應用是並不嚴格的。 從 1950 年代開始，有理論物理學家和數學家嘗試把量子場論總結為一組公理，並從數學嚴格的角度證明相對論性量子力學模型的確切存在。這種研究稱為，屬於數學物理的範疇。其成果包括：CPT 定理、自旋統計定理、戈德斯通定理等等。 拓撲量子場論和共形場論相比一般的量子場論來說，有更穩固的數學基礎：兩者都可以在對的框架中進行分類。 另一條公理化方法稱為代數量子場論，它以局域算符之間的代數關係為理論的根本結構。在這方面的公理系統有：和。構建符合懷特曼公理的理論之其中一種方法，是利用奧斯特瓦德 施拉德爾公理（OsterwalderSchrader axioms）。這組公理給出能夠從虛數時間理論解析延拓至實數時間理論（威克轉動）的必要和充分條件。 一旦證實現實的物理模型符合以上的公理，在物理學和數學上將有重要意義。例如，楊 米爾斯存在性與質量間隙是千禧年大獎難題之一，其表述如下： 參見 參考文獻 延伸閱讀 一般讀者 入門程度 進階程度 外部連結 Stanford Encyclopedia of Philosophy Quantum Field Theory by Meinard Kuhlmann Siegel Warren 2005 Fields arXivhepth9912205 Quantum Field Theory by P J Mulders Category 量子力學 Category 數學物理 Category 基本物理概念