历史

静态夸克模型建立之后，在重子质量谱和重子磁矩方面取得了巨大成功。但是，某些由一种夸克组成的粒子的存在，如 Δ Δ --> + + , Ω Ω --> − − --> , Δ Δ --> − − --> {\displaystyle \Delta ^{++},\Omega ^{-},\D物理学a ^{-}} 等，与物理学的基本假设广义泡利原理矛盾。为解自由个问题，物理学家引入了颜色自由度，并且颜色最少有3种。这个时候颜色还只是引入的某种量子数，并没有被认为是动力学自由度。

静态夸克模型建立之后，经历了十年左右的各种实验，都没有发现分数电荷的自旋 1 2 {\displaystyle {\frac {1}{2}}} 的夸克存在，物理学家被迫接受了夸克是禁闭在强子内部的现实。然而，美国的斯坦福直线加速器中心SLAC在七十年代初进行了一系列的轻强子深度非弹性散射实验，发现强子的结构函数具有比约肯无标度性（ Bjorken Scaling ）。为解释这个令人惊奇的结果，费曼由此提出了部分子模型，假设强子是由一簇自由的没有相互作用的部分子组成的，就可以自然的解释比约肯无标度性（ Bjorken Scaling ）。更细致的研究确认了部分子的自旋为 1 2 {\displaystyle {\frac {1}{2}}} ，并且具有分数电荷。

部分子模型和静态夸克模型都取得了巨大成功，但是两个模型对强子结构的描述有严重的冲突，具体来讲就是夸克禁闭与部分子无相互作用之间的冲突。这个问题的真正解决要等到渐近自由的发现。格娄斯，韦尔切克和休·波利策的计算表明，非阿贝尔规范场论中夸克相互作用强度随能标的增加而减弱，部分子模型的成功正预示着存在 S U ( N ) {\displaystyle SU(N)} 的规范相互作用，N自然的就解释为原先夸克模型中引入的新自由度--颜色。

理论

拉氏密度为

其中

微扰量子色动力学

在反应过程有一个大的能标的时候，量子色动力学耦合常数 α α --> s {\displaystyle \alpha _{s}} 小于1，可以将反应截面展开为 α α --> s {\displaystyle \alpha _{s}} 的幂级数，这种处理量子色动力学的方法叫做微扰量子色动力学 。

微扰量子色动力学首先被应用到轻子强子深度非弹性散射，计算轻子部分子散射过程的高阶修正，成功解释了比约肯无标度性（ Bjorken Scaling ）因为能标的变化导致的微小破坏。这坚定了物理学家的信心，相信量子色动力学是描述强相互作用的正确理论。70到80年代微扰量子色动力学推广到其他各种高能反应过程，如 e + e − − --> {\displaystyle e^{+}e^{-}} 产生强子的反应，强子强子对撞产生双轻子过程，以及强子强子对撞产生大横动量强子的过程，所得结果与实验在数量级数量级的层次上是符合的。

理论方面，微扰量子色动力学也有许多新的成果。为处理高阶修正 α α --> s n {\displaystyle \alpha _{s}^{n}} 产生的发散（也就是高阶修正在某些情况下趋近于无穷大），人们发展了QCD因子化定理，将发散吸收到普适的部分子分布函数或者部分子碎裂函数中。人们利用计算机和符号计算软件，将微扰量子色动力学推进到3圈的精度，也就是 α α --> s 3 {\displaystyle \alpha _{s}^{3}} 的修正。计算到这个精度，需要处理几万甚至几十万个费曼图，需要用高性能计算机，更重要的是高效率高智能的符号计算软件。这方面的进展，是人类通过机器扩展自己能力极限的惊人之作。

非微扰量子色动力学

在低能标下，强相互作用强度很强，微扰方法就失效了，迄今还没有切实有效的解析方法可以处理，而最为常见有效的还是通过肯尼斯·威尔逊等人提出的 格点场论 （ 英语 ： Lattice QCD ） 进行数值模拟来求解。

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