量子场论(Quantum 领域 Theory,QFT)，量子场论是 量子力学 和 经典场论 相结合的物理理论，已被广泛的应用于 粒子物理学 和 凝聚态物理学 中。量子场论为描述多 粒子系统 ，尤其是包含粒子产生和 湮灭 过程的系统，提供了有效的描述框架。2013年的诺贝尔物理学奖被授予量子场论中希格斯机制的发现者，希格斯粒子也是构造粒子物理标准模型的最后一环，其作为量子场粒子的“希格斯玻色子”存在和发现。量子场论包含着黑格斯机制（希格斯粒子场）理论。非 相对论 性的量子场论主要被应用于凝聚态物理学，比如描述 超导 性的BCS理论。而相对论性的量子场论则是 粒子物理学 不可或缺的组成部分。自然界目前人类所知的有四种 基本相互作用 ：强作用，电磁相互作用，弱作用， 引力 。
简介
量子场论的建立基于 经典场论 ， 狭义相对论 和 量子力学 。经典场的 物理性质 可以用一些定义在全空间的量描述〔例如 电磁场 的性质可以用 电场 强度和磁场强度或用一个三维 矢量 势 和一个 标量 势 描述〕。这些场量是空间坐标和时间的函数,它们随时间的变化描述场的运动。空间不同点的场量可以看作是互相独立的 动力学 变量，因此场是具有连续无穷维自由度的系统。场论是关于场的性质、相互作用和运动规律的理论。量子场论则是在量子力学基础上建立和发展的场论，即把量子力学原理应用于场，把场看作无穷维自由度的力学系统实现其量子化而建立的理论。量子场论是 粒子物理学 的基础理论，但也被广泛地应用于核理论和凝聚态理论等近代物理学的其他许多分支。
物理定义
量子场论中，粒子就是场的量子激发，每一种粒子都有自己相应的场。在量子化过程中，玻色场满足对易关系，而费米场满足反对易关系。粒子之间的相互作用和 动力学 可以用量子场论来描述。
目前已知的四种相互作用中，除去 引力 ，另三种相互作用都找到了合适满足特定规范对称性的量子场论（或者说Yang-Mills场）来描述。 强相互作用 有 量子色动力学 （QCD，Q 保罗·狄拉克 uantum Chromodynamics)；电磁相互作用有 量子电动力学 （QED,Quantum Electro dynamics )，理论框架建立于1920到1950年间，主要的贡献者为 保罗·狄拉克 ，弗拉迪米尔·福克， 沃尔夫冈·泡利 ， 朝永振一郎 ， 施温格 ， 理查德·费曼 和迪森等；弱相互作用有四 费米子 点作用理论。在弱相互作用中， 李政道 和 杨振宁 发现 宇称不守恒定律 。
后来弱相互作用和电磁相互作用实现了形式上的统一，由Yang-Mills（杨-米尔斯）场来描述，通过 希格斯机制 （Higgs Mechanism）产生质量，建立了 弱电 统一的量子规范理论，即GWS（Glashow, Weinberg, Salam）模型。之后，量子场论也成为现代理论物理学的主流方法和工具。量子场论和标准（亦即非 相对论 性）的 量子力学 的差别在于，任何特殊种类的粒子的数目不必是 常数 。每一种粒子都有其 反粒子 （有时，诸如 光子 ，反粒子和原先粒子是一样的）。一个有质量的粒子和它的反粒子可以 湮灭 成能量，并且这样的正反粒子对可由能量产生出来。的确，甚至 粒子数 也不必是确定的；因为不同粒子数的态的线性叠加是允许的。目前最精确的量子场论是“ 量子电动力学 ”--关于 带电粒子 和光子的理论。该理论的 预言 具有令人印象深刻的精确性。然而，，这个理论在建立之初，无穷大的发散积分会出现在量子圈图修正中，必须用称为“重正化”的步骤才能把这些发散消除。并不是所有量子场论都可以用重正化来补救的。即使是可行的话，其计算也是非常困难的。“路径积分”是 量子力学 的一个重要的方法。它不仅把不同粒子态（通常的 波函数 ）而且把物理行为的整个 空间 时间历史的量子线性叠加而形成的（参阅 理查德·费曼 1985年的通俗介绍）。但是，量子场论中路径积分自身也有附加的无穷大，人们只有引进不同的“数学技巧”才能赋予意义。
基于 自旋 和标度规范对称性以及物理规律坐标无关的假设，2016年 吴岳良 提出了 引力 规范场的量子场论。引进双标架时空概念，即整体平坦坐标时空和局域平坦 引力场 时空。基本引力场不再是坐标时空的度规场，而是定义在双标架时空上的规范型双协变 矢量 场。自旋和标度规范对称性支配引力相互作用，将量子场论发展为引力量子场论。
建立概念
（例如J.C. 詹姆斯·麦克斯韦 的 电磁场 论）中场量满足对空间坐标和时间的 偏微分方程 ，因此经典场是以连续性为其特征的。按照量子物理学的原理， 微观 客体都具有粒子和波、离散和连续的二象性。在初等 量子力学 中对 电子 的描述是量子性的，通过引进相应于电子坐标和 动量 的 算符 和它们的对易关系实现了单个电子运动的量子化，但是它对电磁场的描述仍然是经典的。这样的理论没有反映 电磁场 的粒子性，不能容纳 光子 ，更不能描述光子的产生和湮没。因此，初等量子力学虽然很好地说明了 原子 和分子的结构，却不能直接处理原子中光的 自发辐射 和吸收这类十分重要的现象。
1926年Born，Heisenberg和Jordan提出将 电磁场 作为一个具有无穷维自由度的系统进行量子化的方案，1927年Dirac做出更令人信服的论证。 电磁场 可以按本征振动模式作傅里叶分解，每种模式具有一定的 波矢 k,频率ωk和偏振方式 。因此自由电磁场(不存在与其相互作用的电荷和电流)可以看作无穷多个没有相互作用的 谐振子 的系统，每个谐振子对应于一个本征振动模式。根据 量子力学 ,这个系统具有离散的 能级 是非 负整数 。对 基态 ,所有的 ， 激发态 表现为 光子 ,nk,s是具有波矢k 极化 s的光子数,啚ωk是每个光子的能量。还可以证明K是光子的 动量 ，极化s对应于光子 自旋 的取向。
按照普遍的 波粒二象性 观点，应当可以在同样的基础上描述 电子 。这要求把原先用来描述单个电子的运动的 波函数 看作电子场并实现其量子化。与光子不同的是电子服从 泡利不相容原理 。1928年 E.P. 约旦 和 尤金·维格纳 提出了符合于这个要求的量子化方案。对于非 相对论 性多电子系统，他们的方案完全等价于通常的 量子力学 ，在量子力学文献中被称为二次量子化。（后来， 保罗·狄拉克 找到描述相对性电子场的 方程 ，）场 ,量子化自由电子场的 激发态 相应于一些具有不同 动量 和 自旋 的电子和 正电子 ，每个状态最多只能有一个电子和一个正电子。下一步是考虑 电磁场 与 电子 场的相互作用并把理论推广到其他的粒子，例如核子和 介子 。描述电子场和电磁场相互作用的量子场论称为 量子电动力学 ，它是电磁作用的 微观 理论。
量子
1929年W.K. 海森伯格 和W. 沃尔夫冈·泡利 建立了量子场论的普遍形式。按照量子场论，相应于每种微观粒子存在着一种场。设所研究的场的系统可以用N个互相独立的场量 描述，这里X是点的空间坐标,t是时间。各点的场量可以看作是力学系统的无穷多个广义坐标。在力学中可以定义与这些广义坐标对应的正则 动量 ,记作 。根据量子力学原理，引入与这些量对应的算符 和 。对于整数 自旋 的粒子,可以按照 量子力学 写出这些算符的正则对易关系。对半整数自旋的粒子则按照 约旦 和 尤金·维格纳 的量子化方案，用场的反对易关系。在给定由 和 组成的 哈密顿算符 后,可以按量子力学写出场量满足的 海森伯格 运动 方程 式，它们是经典场方程的量子对应。量子力学还给出计算各种 物理量 的期待值以及各种反应过程的几率的规则。像通常力学中的量子场论导论情形一样，也可以等价地选取其他的广义坐标，例如取场量qi(X,t) 的傅里叶分量作为广义坐标。在用到自由 电磁场 时，就得到前面已经叙述的结果。量子场论的这种表述形式称为 正则量子化 形式。量子场论还有一些基本上与正则量子化形式等价的表述形式，其中最常用的是 理查德·费曼 于1948年建立的路径积分形式。在进行场的量子化时，必须使理论保持一定的对称性。在涉及高速现象的 粒子物理学 中，满足 相对论 不 变性 是对理论的一个基本要求。除此以外，还必须保证所得的结果符合量子统计的要求，即符合正确的 自旋 统计关系。在量子场论中这些要求都达到了。在量子场论的框架内给出了自旋统计关系的一般证明。
量子场论给出的物理图像是：在全空间充满着各种不同的场，它们互相渗透并且相互作用着；场的 激发态 表现为粒子的出现，不同激发态表现为粒子的数目和状态不同，场的相互作用可以引起场激发态的改变，表现为粒子的各种反应过程，在考虑相互作用后，各种粒子的数目一般不守恒，因此量子场论可以描述 原子 中光的 自发辐射 和吸收，以及 粒子物理学 中各种粒子的产生和湮没的过程，这也是量子场论区别于初等 量子力学 的一个重要特点。所有的场处于 基态 时表现为真空。从上述量子场论的物理含义可以知道真空并非没有物质。处于基态的场具有量子力学所特有的 零点 振动和 量子涨落 。在改变外界条件时，可以在实验中观察到真空的物理效应。例如在真空中放入金属板时，由于真空 零点能量 的改变而引起的两个不带电的金属板的作用力（ 卡西米尔效应 ）以及由于在外 电场 作用下真空中正负 电子 分布的改变导致的 真空极化 现象。量子场论本质上是无穷维自由度系统的 量子力学 。在量子统计物理和凝聚态物理等 物理学分支 中，研究的对象是无穷维自由度的系统。在这些分支中，人们感兴趣的自由度往往不是对应于 基本粒子 的运动而是系统中的集体运动，例如 晶体 或量子液体中的波动。这种波动可以看作波场，而且它们也服从量子力学的规律，因此量子场论同样可以应用于这些问题。
微扰论
在考虑相互作用后,还不能求得量子场论 方程 的精确解，必须采用近似计算方法。较早发展起来的量子场论的计算方法是在 量子电动力学 中首先采用的微扰的方法。在量子电动力学中，考虑到 电子 场和 电磁场 相互作用的 耦合常数 (即电子的电荷) e是一个小量，把 哈密顿 量中代表相互作用的项作为对自由场哈密顿量的微扰来处理。这样各种反应过程的振幅可表成耦合常数 e的 幂级数 ，微扰论方法是逐阶计算幂级数的系数。考虑到耦合常数很小，只要计算幂级数的前面几个低次项，就可以得到足够精确的近似结果。在一般的量子场论问题中，如果耦合常数足够小，也可以类似地用微扰论的方法处理。1946～1949年 朝永振一郎 、J.S.施温格和 理查德·费曼 等人发展一套新的微扰论计算方法，这种微扰论方法具有形式简单、便于计算并且明显保持 相对论 协 变性 的优点。特别是,费曼引入了图形表示法和相应的物理图像,提供了写出微扰论任意阶项的系统的方法──而且这种方法有很强的直观性。
非微扰
处理量子场论问题的微扰论方法有它的局限性，它要求 耦合常数 很小，即属于弱耦合的情况。耦合强到一定程度后微扰论展开式的头几项就不再是好的近似。因此在量子场论发展过程中已经针对不同问题的需要发展了许多种非微扰方法，如 色散关系 理论、公理化场论、流 代数 理论、半经典近似方法、重正化群方法、格点规范理论等。这些方法的出发点各不相同，基本上可以归为两类。一类是直接根据场论的基本原理和普遍的对称性要求，给出一般的限制和 预言 。这类理论的典型例子是色散关系理论和公理化场论。这种做法虽然比较严格，但正因为是普遍的讨论，就不可能对许多具体问题作出细致的回答，所得的结果有很大的局限性。
另一类是找寻另一种近似方案，用另一个小参量代替 耦合常数 来作某种近似处理。因为作近似时不再以 耦合 常数的幂次为依据，所以有时对强耦合也能应用。例如,格点规范理论的强耦合展开式就带有这样的特点。这样的理论虽然可以解除微扰论所受的限制，但却受这种理论本身所取近似条件的限制。还没有非常有力的非微扰方法。在格点规范理论的研究中发展了用有限的点阵上的量代替无限的连续的时空中的场，利用 电子 计算机 作蒙特—卡罗模拟的方法。虽然这不再是无穷维自由度的系统，如果所取点阵的尺度与所研究的现象有关的主要过程作用的范围相当，它不失为一种量子场论的近似方法。
重正化
发散困难和重正化
概述
在用 量子电动力学 计算任何物理过程时，尽管用微扰论最低阶近似计算的结果和实验是近似符合的，但进一步计算高阶修正时却都得到无穷大的结果。同样的问题也存在于其他的 相对论 性量子场论中，这就是量子场论中著名的发散困难。
根源
在于：在相对论性量子场论中，微观粒子实际上被看作一个点。即使在 经典场论 中，如果把 电子 看作一个点，由电子产生的 电磁场 对本身的作用而引起的电磁质量也是无穷大的。在量子场论中发散有更多的形式，它们都起源于粒子产生的场对本身的自作用。发散困难的存在表示量子场论不能应用到很小的距离或者很大的 动量 。有不少修改量子场论基本假设的尝试，但都不成功。除这种尝试外，有的尝试甚至认为 微观 粒子（电子和 夸克 ）可能并不是最基本的，比如 弦理论 认为 基本粒子 在更小尺度或者更高能量下表现为弦，这样就必须会改变 点粒子 场论在小距离处的结果。另一方面，现有的量子场论并没有成功地将 引力 纳入进来进行统一的描述，引力将改变时空本身的结构，如引力量子场论，标度规范不变性表明基本理论应存在一个基本能量标度。
在现有量子场论的框架内，发散困难用重正化的方法得到部分的解决。现有的量子场论可以分为两类。在第一类场论中所有的发散因子都可以归结为少数几个物理参量的发散。如果重新调整这几个参量,使它们取实验要求的数值,对其他的 物理量 仍可用现有的理论计算，如果按重正化的 耦合常数 作微扰展开就可以得到有限的结果。这类理论称为可重正化的。 量子电动力学 属于这一类。在量子电动力学中， 带电粒子 的质量，场和电荷需要重正化。重正化计算的合理性在于：如果理论需要作的修改只限于充分小的距离范围之内，这些不发散的物理量受到的影响是很小的。另一类理论中有无穷多个物理参量发散，这类理论称为不可重正化的。至少还没有办法用不可重正化的理论作包括粒子自作用的计算。1949年左右， 施温格 和 理查德·费曼 等人首先用新式的微扰论作量子电动力学中的重正化计算。重正化的普遍理论及其严格证明经过H.H.博戈留博夫、O.C.帕拉修克、K.赫普和W.齐默尔曼等人的研究在60年代中才完成。 量子电动力学 的重正化微扰论计算在很高的精度上与电子自旋磁矩和μ子的反常磁矩（见μ子和电子回磁比）及 核能 级的兰姆移位的实验符合，迄今量子电动力学通过了所有实验的考验，这些实验表明量子电动力学在大于 处是正确的。量子电动力学的成功是重正化量子场论的实验证实。
在量子场论微扰圈图计算其量子修正过程中遇到的无穷大发散，通常是由于微扰积分没有很好地定义，解决的办法是利用 正规化 方法首先对发散积分进行合适的处理，以便使发散积分有很好的定义。几种常用的正规化方案包括 动量 截断正规化，Pauli-Villar正规化，维数正规化和圈正规化。维数正规化是由t ’Hooft和Veltman为处理Yang-Mills场中的发散而发展起来的。圈正规化方案是由 吴岳良 于2003年提出和发展的，它不改变原有理论，能够保持理论自身的对称性，包括动量平移不变性，规范对称性和 超对称 等，同时保持原有发散积分的幂次。
数学联系
虽然量子场论没有严格的 数学基础 ，但是物理学家（主要是弦论学家）应用量子场论的方法与技巧可以得到很多数学家难以想象的结果。上世纪八十年代初，物理学家使用超对称 量子力学 的方法给出了指标 定理 的物理证明。随后八十末，Edward Witten应用Dirac 代数 中的技巧重新证明了 丘成桐 用繁杂的技巧证的 广义相对论 中的正质量猜想，同样也是Witten发展了拓扑量子场论，拓扑弦论，并应用三维Chern-Simons 理论和 共形场论 的结果得到了扭结理论中的Jones 多项式 。拓扑弦论后来发现与极端黑洞的 有关。1998年Gopakuma,Vafa发现了拓扑弦与Chern-Simon理论的大N 对偶 。在2003年N. Nekrassov应用拓扑场的方法得到 的 超对称 理论的 配分函数 。最近几年，Vafa及其合作者建立了拓扑弦的 统计力学 模型，并发现这一模型可以得到一系列的Wall-Crossing 公式。
应用
在物理学各分支中的应用：
量子场论作为 微观 现象的物理学基本理论广泛应用于近代物理学各个分支。 粒子物理学 的发展不断提出场论研究的新课题，并取得了进展，它包括复合粒子场论、 自发对称破缺 的场论、Yang-Mills 规范场论 和真空理论的新发展等几个互相联系着的方面。在研究这些问题时广泛应用了量子场论的路径积分和 泛函 的表达形式。自60年代后期以来，Yang-Mills规范场的研究成为场论研究的一个中心，已经解决了这类理论所特有的量子化和重正化方面的问题，阐明了规范场的一些特殊性质。1961年至1968年S.L. 格拉肖 、S. 温伯格 和A. 萨拉姆 建立的描述统一的弱作用和电磁作用的自发破缺规范理论，在1978年至1983年已经基本上得到实验的证实。 量子色动力学 作为描述 强相互作用 的规范理论也取得了很大的成功。
数学家用的量子场论
在 量子电动力学 取得成功以后,量子场论在 粒子物理学 中取得的这些新成就使人们相信：虽然存在着发散困难这样的基本问题和在强 耦合 下缺少有效的近似方法的困难，量子场论仍然是解决粒子物理学问题的理论基础和有力工具。除 规范场论 中的一些问题例如所谓囚禁问题仍然是人们注意的中心外，一些新的课题如 量子引力 理论、 超对称 量子场论等正吸引着人们去进行研究。在统计物理、凝聚态理论和核理论中广泛地采用量子场论的 格林函数 和 理查德·费曼 微扰论方法，它们已经成为这些 物理学分支 的基本理论工具。费曼微扰论方法使得人们可以在微扰论展开式中分出一部分对所研究的现象起主要作用的项来作部分求和，大大提高了人们解决各种问题的能力。
量子场论方法对温度不为零的 统计力学 以及超导和量子液体等现象的理论发展起了非常重要的推动作用。统计物理学中有些现象本质上不一定是量子效应,但由于是无穷维自由度的问题,它们与量子场论问题在数学形式和物理内容上都有十分相似之处。量子场论方法对这些问题也有重要的应用。例如，重正化群方法的思想和工具对解决 统计物理学 中长久未能解决的 临界现象 问题起了关键性的作用。正因为量子场论已成为近代物理学各分支的共同基础理论，量子场论的任何一个重要进展都会对不只是一个分支的发展有重要的推动作用。