从宏观量子电动力学分析色散力 毕业论文外文翻译
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《量子关联动力学及相关问题研究》范文
《量子关联动力学及相关问题研究》篇一一、引言量子关联动力学是现代物理学中的一个重要分支，涉及到对微观世界中的粒子及其相互作用的深入探索。
本文将针对量子关联动力学的研究进行阐述，同时讨论与之相关的几个问题。
这些研究对于我们理解物质世界的本质和探索未知的物理现象具有重要意义。
二、量子关联动力学概述量子关联动力学是研究量子系统中粒子间相互作用和量子态演化的学科。
在量子力学中，粒子间的相互作用通常由波函数描述，而波函数的演化则遵循薛定谔方程。
量子关联动力学研究的就是这个演化过程中粒子间的关联性和量子态的变化。
在量子关联动力学中，一个重要的概念是量子纠缠。
量子纠缠是指两个或多个粒子之间存在一种特殊的关联，使得它们的量子态无法单独描述，而只能以整体的方式描述。
这种纠缠关系在量子计算、量子通信和量子密码学等领域具有广泛的应用。
三、量子关联动力学的研究方法1. 理论研究：理论研究是量子关联动力学研究的基础。
通过建立数学模型和理论框架，研究者可以分析粒子间的相互作用和量子态的演化。
例如，利用薛定谔方程可以研究粒子的波动性质和量子态的演化规律。
2. 实验研究：实验研究是验证理论的重要手段。
通过设计实验装置和进行实验操作，研究者可以观测到粒子间的相互作用和量子态的演化过程。
例如，利用超导量子比特可以模拟量子系统的演化过程，从而验证相关理论的正确性。
3. 数值模拟：数值模拟是研究量子关联动力学的另一种重要方法。
通过计算机模拟粒子间的相互作用和量子态的演化过程，研究者可以更深入地了解量子系统的性质和行为。
四、与量子关联动力学相关的问题1. 量子纠缠的物理机制：量子纠缠是量子关联动力学中的一个重要概念，但其物理机制仍然是一个未解之谜。
研究者正在通过实验和理论方法探索纠缠的起源和性质。
2. 量子计算中的误差修正：在量子计算中，由于量子态的脆弱性和易受干扰的性质，误差修正成为一个重要的问题。
研究者正在探索各种误差修正技术，以提高量子计算的可靠性和稳定性。
量子电动力学和电子碰撞实验研究
量子电动力学和电子碰撞实验研究量子电动力学（Quantum Electrodynamics，简称QED）是描述光和物质相互作用的理论。
它是量子力学和电磁学的结合，被广泛应用于解释电子碰撞实验的结果。
本文将探讨量子电动力学在电子碰撞实验研究中的应用。
首先，让我们来了解一下量子电动力学的基本原理。
量子电动力学是一种场论，用来描述电磁相互作用。
它将光子（光的基本粒子）和电子（带电的基本粒子）描述为场，并通过量子力学的规则来计算它们之间的相互作用。
在量子电动力学中，光子和电子之间的相互作用通过粒子的反粒子的相互转化来实现。
换句话说，一个电子可以发射或吸收一个光子，从而改变自己的状态。
这种相互作用称为顶点。
量子电动力学通过计算各种不同顶点的贡献，并对它们进行组合，从而预测实验观测结果。
电子碰撞实验是研究原子和分子结构以及它们与外界环境相互作用的重要手段。
在这类实验中，高能电子与目标物质中的原子或分子进行碰撞，从而产生各种物理过程，如电离、激发和散射等。
量子电动力学提供了描述这些过程的理论框架。
在电子碰撞实验中，量子电动力学的主要应用是计算电子与目标物质中的电荷粒子之间的相互作用。
这种相互作用通常通过散射过程来观测。
散射实验可以测量散射角度、能量损失和散射强度等信息，从而揭示物质的结构以及电子与原子或分子之间的相互作用。
量子电动力学的计算方法是基于费曼图的。
费曼图是一种图形表示法，用来描述粒子之间的相互作用。
每个费曼图代表了一个可能的散射过程，通过计算所有可能的费曼图的贡献，可以获得理论与实验结果的对比。
然而，量子电动力学的计算非常复杂。
由于电磁相互作用的强度非常大，导致无限多的费曼图需要计算。
为了解决这个问题，物理学家们提出了一种技巧，称为重整化。
重整化技术可以将无限大的计算结果转化为有限的物理量，并与实验结果相比较。
重整化技术的成功使得量子电动力学成为精确预测实验结果的理论。
通过量子电动力学的计算，我们能够预测电子碰撞实验中的各种散射过程以及相关的物理量。
量子电动力学
量子电动力学引言量子电动力学（Quantum Electrodynamics，简称为QED）是研究电磁相互作用的量子理论。
它描述了电荷之间通过光子相互作用的基本过程。
QED是一种量子场论，它是量子力学和相对论的结合体，能够解释微观粒子在电磁场中的行为。
基本原理1. 电磁相互作用在经典物理中，电磁相互作用由麦克斯韦方程组描述。
然而，当我们考虑到微观粒子的量子性质时，经典电动力学就无法很好地描述实验观测到的现象。
因此，我们需要一种更加精确的理论来描述电荷之间的相互作用。
2. 量子力学量子力学是一种描述微观世界的理论。
它将粒子的位置和动量描述为算符，具有离散的能量谱。
在量子力学中，我们用波函数来描述粒子的状态，并用概率分布来描述其测量结果。
3. 相对论相对论描述了高速粒子的运动和相互作用。
在经典物理中，时空是绝对的。
然而，相对论告诉我们，时空是弯曲的，并且不同观测者之间的时间和空间测量是相对的。
4. 量子电动力学量子电动力学是将量子力学和相对论相结合的理论。
它通过量子场论的形式，描述了电荷粒子与电磁场之间的相互作用。
在QED中，电荷粒子通过相互交换光子来相互作用。
主要理论1. 量子场论量子场论是一种描述粒子的理论。
它将粒子视为场的激发，并用场算符来描述粒子的产生和湮灭过程。
在量子场论中，我们用拉格朗日量来描述系统的动力学，并通过路径积分的方法计算物理过程的概率。
2. 费曼图费曼图是用来描述粒子相互作用的图形表示方法。
在费曼图中，粒子被表示为线，而相互作用过程则通过线的连接和顶点来表示。
费曼图是计算QED中各种过程的重要工具。
3. 量子电动力学的重整化量子电动力学中存在一些发散的问题，如自能发散和顶点发散。
重整化是一种处理这些发散问题的方法，它通过引入一些调整参数来消除发散，从而得到有限的物理结果。
实验验证量子电动力学的预测已经经过多年的实验验证。
其中最著名的实验证明是精确地测量了电子的磁矩。
这些实验证明了量子电动力学的准确性和可靠性。
量子电动力学中的发散问题研究
量子电动力学中的发散问题研究量子电动力学（Quantum Electrodynamics, QED）是研究电磁作用和光与物质相互作用的理论框架。
它是量子力学和电磁学的结合，描述了微观世界中带电粒子的行为，并成功地解释了电磁相互作用的基本过程。
然而，在QED的框架下，一些计算过程会出现发散问题，给计算和解释带来了一定的困难。
在QED中，我们通过对电子、光子和其它带电粒子的相互作用进行量子化的方式来描述电磁相互作用。
这涉及到对应的费曼图的计算，其中包含了各种粒子的传播和相互作用。
然而，在某些情况下，这些计算会产生发散的结果。
这些发散可以被分类为两类：紫外发散和红外发散。
紫外发散是指当计算中出现非常高的能量或动量时，结果会发散到无穷大。
红外发散则是指当计算中考虑到低能或低动量的过程时，结果也会发散到无穷大。
这些发散问题的出现使得我们无法得到有限的物理结果，因此需要采取一些方法来解决这些问题。
为了处理紫外发散问题，理论家们发展了一种技术称为重整化。
这个技术的基本思想是将物理量分解为一个无穷大的发散部分和一个有限的修正部分。
通过对发散部分引入一些合适的参数来进行抵消，我们可以得到有限的物理结果。
这个过程看起来有些类似于将发散的无限大分成无穷大的个体，使其更易于处理。
然而，重整化并不是一种完美的方法。
它引入了一些人为的修正参数，这些参数没有物理意义，只是为了抵消发散并得到有限的结果。
这些人为参数的选择可能不唯一，并且在不同的计算过程中可能不同。
这导致了一些困扰，即所谓的“参数无关性”问题。
理论家们一直在努力寻找更好的方法来解决这个问题。
红外发散问题相对来说较少研究，但也不可忽视。
在一些低能或低动量的过程中，计算结果会发散到无穷大，这使得结果变得不可靠。
目前，一些研究者提出了一些方法来处理红外发散问题，但这仍然是一个开放的研究领域。
除了紫外和红外发散问题，QED中还存在着一些其它的发散问题。
例如，光子自能图的计算也会发散，这是因为光子可以与真空中的各种虚粒子发生相互作用，从而导致结果发散。
量子电动力学的应用
量子电动力学的应用量子电动力学（QED）是一种研究电磁相互作用的理论，它将经典电动力学与量子力学结合起来，成功地描述了电磁相互作用的微观本质。
QED不仅在理论物理中有着广泛的应用，而且在实际生活中也有着重要的应用。
一、 QED理论简介1.1 QED的基本原理QED是由费曼等人于20世纪50年代提出的一种基于量子场论的电磁相互作用理论。
其基本原理是：所有粒子都被认为是通过场相互作用而存在的，这些场可以被描述为具有特定质量和自旋的粒子。
在QED 中，光子是传递电磁相互作用的粒子，而电子和正电子则是参与这种相互作用的带电粒子。
1.2 QED中的计算方法QED中使用了一种称为费曼图（Feynman diagrams）的图形表示法来计算各种过程。
费曼图描述了粒子之间通过交换光子来传递力和能量的过程。
这些图形给出了各种过程发生概率（或振幅）与输入和输出状态之间的关系。
二、 QED的应用2.1 精确测量QED在精确测量中有着广泛的应用。
例如，QED理论可以用于计算氢原子谱线的精确位置和强度，以及电子磁矩和质量等基本物理常数的值。
这些计算结果与实验数据非常吻合，证明了QED理论的准确性。
2.2 激光技术激光技术是一种利用光子能量来控制物质行为的技术。
在激光器中，通过激发原子或分子使其产生受激辐射而产生聚集相干光束。
QED可以用来解释激光器中发生的相互作用过程，从而帮助人们更好地设计和优化激光器。
2.3 半导体器件半导体器件是现代电子技术中非常重要的一部分，它们被广泛应用于计算机芯片、太阳能电池板、LED灯等领域。
在半导体器件中，电子和空穴之间发生复杂的相互作用过程，这些过程可以通过QED理论来描述和分析。
2.4 奇异物质奇异物质是一种由夸克组成的物质，它们在极端条件下形成。
QED可以用来描述奇异物质中的电磁相互作用，从而帮助人们更好地理解这种神秘的物质。
三、 QED的未来发展随着科技的不断进步，QED理论也在不断发展和完善。
弱相互作用与量子电动力学
弱相互作用与量子电动力学引言：在物理学中，相互作用是研究物质及其性质的重要概念之一。
弱相互作用是粒子物理学中的基本相互作用之一，它描述了一类粒子之间的相互作用过程。
量子电动力学（Quantum Electrodynamics，简称QED）是描述电磁相互作用的理论，其中包括了电荷的相互作用、电磁波的传播等。
本文将详细介绍弱相互作用和量子电动力学的基本原理及其应用。
一、弱相互作用的基本原理弱相互作用是一种介于电磁相互作用和强相互作用之间的相互作用力。
它是由W玻色子和Z玻色子的交换引起的。
这两种玻色子是质量很大的粒子，因此弱相互作用的传播距离很短，仅限于原子核尺度范围内。
弱相互作用主要包括β衰变、中微子散射等过程。
弱相互作用的基本原理可以用费曼图来描述。
费曼图是用图形表示粒子相互作用的工具，通过线段和顶点表示粒子的传播和相互作用。
在弱相互作用中，W玻色子和Z玻色子被表示为虚线，而电子、中微子等粒子则用实线表示。
费曼图的计算方法基于量子场论，其中包括了场的量子化和费曼规则等。
二、量子电动力学的基本原理量子电动力学是描述电磁相互作用的理论，它是由量子力学和电动力学相结合而成。
量子电动力学的基本原理可以通过拉格朗日量来描述。
拉格朗日量是描述系统动力学的函数，通过对拉格朗日量的变分可以得到系统的运动方程。
在量子电动力学中，电磁相互作用通过光子的交换来实现。
光子是电磁场的量子，它具有零质量和自旋为1的特性。
电子和光子之间的相互作用通过电子的电荷来实现。
电子的电荷是守恒的，因此电磁相互作用在宏观上是一个长程力。
量子电动力学的计算方法主要是利用费曼图和路径积分的方法。
费曼图用于描述粒子的传播和相互作用过程，而路径积分则用于计算相互作用的概率振幅。
路径积分是一种积分形式，通过对所有可能路径的积分来计算粒子的传播和相互作用。
三、弱相互作用与量子电动力学的应用弱相互作用和量子电动力学在粒子物理学中有广泛的应用。
其中一个重要的应用是解释β衰变现象。
量子电动力学
量子电动力学量子电动力学是量子场论中的一个重要分支，描述了电磁相互作用的量子效应。
它结合了量子力学和电磁学的理论，是物理学中最基本的理论之一。
本文将简要介绍量子电动力学的基本概念、方程和应用，旨在帮助读者对该领域有更深入的了解。
1. 量子电动力学的基本原理量子电动力学的基本原理建立在两个重要的基础上：量子力学和电磁学。
量子力学描述了微观粒子的行为，通过波函数和算符来表征粒子的状态和性质。
而电磁学则是研究电磁场和电荷之间相互作用的学科，由四个麦克斯韦方程组成。
在量子电动力学中，电磁相互作用被描述为通过交换光子进行的。
基本粒子电子通过吸收和发射光子来相互作用，从而产生了电磁力的效应。
这种相互作用由费曼图来描述，其中电子和光子通过图中的线段来表示。
2. 量子电动力学的方程量子电动力学的方程主要包括狄拉克方程和麦克斯韦方程。
狄拉克方程是描述自旋为1/2的粒子的运动的方程，它是量子力学的基础方程之一。
麦克斯韦方程则描述了电磁场的行为，包括电场和磁场的生成和传播规律。
在量子电动力学中，我们可以将狄拉克方程和麦克斯韦方程进行量子化处理，得到相应的量子电动力学方程。
其中，电子和光子的相互作用通过矢势和规范不变性进行描述。
矢势A和标势φ的组合称为四势，通过引入相互作用哈密顿量和规范固定条件，可以推导得到量子电动力学的方程。
3. 量子电动力学的应用量子电动力学是精确描述微观粒子相互作用的理论，已经成功应用于多个领域。
其中最著名的应用之一是衰变理论。
在衰变过程中，起初稳定的粒子会发生衰变，从而产生新的粒子。
量子电动力学成功地描述了衰变的概率和速率，为实验结果提供了相应的理论支持。
此外，量子电动力学还被应用于计算物理学和粒子物理学中。
在计算物理学中，量子电动力学的方法和技术可以用于计算原子和分子的能级结构和光谱属性。
在粒子物理学中，量子电动力学被用于描述弱相互作用和强相互作用的一部分。
总结量子电动力学是基于量子力学和电磁学的理论，用于描述电磁相互作用的量子效应。
结构化学专业英语
The Wave Behavior of Electrons 电子的波动性Bohr’s Model of The Hydrogen Atom 氢原子的波尔模型Line Spectra 线光谱quantum numbers 量子数electron spin 电子自旋atomic orbital 原子轨道s (p/d/ f) Orbital s（p/d/f）轨道single-electron atom 单电子原子many-electron atom 多电子原子energy of orbital 轨道能量the Pauli exclusion principle 泡利不相容原理electron configuration 电子组态the periodic table 周期表row 行group 族periodic properties of the elements 元素周期律radius of atoms 原子半径ionization energy 电离能electronegativity 电负性effective nuclear charge 有效核电荷electron affinities 亲电性metals 金属nonmetals 非金属covalence bond 共价键orbital overlap 轨道重叠multiple bonds 重键量子力学quantum mechanics量子化学quantum chemistry粒子particle微观粒子microscopic particle实物粒子physical particles黑体辐射black-body radiation量子化quantization光子photon电子electron光电效应photoelectric effect波粒二象性wave-particle duality不确定关系uncertainty relation/uncertainty principle波函数wave functions算符operator动量算符momentum operator本征态eigenstate能量本征态energy eigenstate本征值eigenvalue薛定谔方程schroidinger equation态叠加原理 superposition principle of state泡利原理Pauli principle正交orthogonality归一normalizing单电子原子single-electron atom简并态degenerate state变数分离法 separation of variables量子数quantum number主量子数principal quantum number角量子数angular quantum number磁量子数magnetic quantum number自旋量子数spin quantum number自旋磁量子数spin magnetic quantum number电子云electron cloud径向分布radial distribution原子轨道atomic orbital多电子原子multi-electron atom/multiple electron atom 原子轨道能atomic orbital energy电子结合能electron binding energy基态ground state激发态excited state原子光谱atomic spectrum光谱项spectral term能态 energy state化学键chemical bond共价键covalent bond极性共价键polar covalent bond非极性共价键non-polar covalent bond分子轨道理论molecular orbital theory双原子分子diatomic molecule异核双原子分子heteronuclear diatomic molecules同核双原子分子homonuclear diatomic molecules价键理论valence bond theory分子光谱molecular spectrum拉曼光谱Raman spectrum电子能谱electron spectrum光电子能谱学photoelectron spectroscopy对称性symmetry对称操作symmetry operation对称元素symmetry elements主操作（全同操作）identity operation旋转操作rotation旋转轴rotation axis/symmetry axis反演操作inversion对称中心center of symmetry反映操作reflection镜面mirror plane/symmetry plane反轴rotoinversion axis映轴rotoreflection axis非真旋转improper rotation平移对称操作translation symmetry operator群group点群point group偶极矩dipole moment极化率polarizability手性chirality旋光性optical activity矩阵matrix特征标character多原子分子polyatomic moleculechiral molecule 手性分子enantiomorph 对映体dextro- 右旋levo- 左旋stereochemistry 立体化学stereo isomer 立体异构体covalent bond 共价键conjugated diene 共轭二烯烃conjugated system 共轭体系hybridization 杂化hybrid orbital 杂化轨道Huckel rule 休克尔规则aromatic character 芳香性infrared spectrum 红外光谱allyl cation 烯丙基正离子optical activity 旋光性carbocation 碳正离子carbanion 碳负离子hybrid orbital theory 杂化轨道理论valence shell electron pair repulsion theory 价层电子对互斥理论（VSEPR）molecular geometries 分子空间构型atomic orbital 原子轨道molecular orbital 分子轨道delocalized molecular orbital 离域分子轨道Huickel molecular orbital method 休克尔分子轨道法ethylene 乙烯butadiene 丁二烯conjugated diene 共轭二烯烃conjugated system 共轭体系allyl cation 烯丙基正离子hyperconjugation effect 超共轭效应highest occupied molecular orbital 最高占据轨道（HOMO）lowest unoccupied molecular orbital 最低空轨道（LOMO）frontier orbital theory 前线轨道理论principle of the conservation of molecular orbital symmetry 分子轨道对称守恒原理Borane 硼烷bond length 键长bond order 键级bond angle 键角bond energy 键能bond polarity 键矩dipole moment 偶极矩polarity molecule 极性分子electron configurations in octahedral complexes 八面体构型配合物的电子分布general characteristics 共性s(p/d/f)-block Elements s(p/d/f)区元素alkali metals 碱金属alkaline earth metals 碱土金属radioactivity 放射性coordination compound 配位化合物complex ion 配离子center ion 中心离子ligand 配位体coordination number 配位数coordination atom 配位原子cumulative stability constant 累积/逐级稳定常数overall stability constant 总稳定常数ethylenediamine tetraacetic acid 乙二胺四乙酸（EDTA）chelate compound 螯合物lone pair electron 孤对电子bathochromic shift 红移valence bond theory 价键理论（VB）crystal field theory 晶体场理论crystal field splitting energy 晶体场分裂能（CFSE）crystal field stabilization energy 晶体场稳定化能（CFSE）electron pairing energy 电子成对能transition metal 过渡金属octahedral complex 八面体配合物tetrahedral complex 四面体配合物square-planar complex 平面四边形配合物high-spin complex 高自旋配合物low-spin complex 低自旋配合物Jahn-Teller effect 姜-泰勒效应distortion 畸变hydration energy 水化能（水合能）hydration energy of metallic ions 金属离子水化能lattice energy 点阵能（晶格能）molecular orbital theory 分子轨道理论ligand field theory 配位场理论ligand field stabilization energy 配位场稳定化能（LFSE）empirical rule 经验规则spectrochemical series 光谱化学序列enthalpy change 焓变entropy change 熵变entropy production/increase 熵增property 性质magnetism 磁性magnetic 磁的paramagnetic 顺磁的diamagnetic 反磁的ferromagnetic 铁磁的ferrimagnetic 亚铁磁的antiferromagnetic 反铁磁的magnetic moment 磁矩nuclear magnetic moment 核磁矩permanent magnetic moment 永久磁矩anomalous magnetic moment 异常磁矩magnetic susceptibility 磁化率molar susceptibility 摩尔磁化率paramagnetic susceptibility 顺磁磁化率diamagnetic susceptibility 抗磁磁化率paramagnetic resonance 顺磁共振electron paramagnetic resonance 电子顺磁共振（EPR）electron spin resonance 电子自旋共振（ESR）electronic 电子的electric 电的nuclear magnetic resonance spectra 核磁共振谱（NMR谱）chemical shift 化学位移shielding effect 屏蔽效应crystal 晶体non-crystal 非晶体crystal structure 晶体结构metallic crystals 金属晶体ionic crystals 离子晶体covalent-network crystals 原子晶体molecular crystals 分子晶体molecular forces 分子间力intermolecular forces 分子间作用力hydrogen bonding 氢键。
量子电动力学
兰姆移位
• 由于实验技术的迅速发展，更精确的测量 给出氢原子的2P1/2和2S1/2态能量稍有差 别，而狄拉克方程给出这两个状态能量相 同。这个差别称为兰姆移位。他考虑处于 2S1/2和2P1/2态的电子和真空涨落的相互 作用能虽然都是无限大，但经过一些近似 处理它们的差可得出有限值，而且和实验 定性符合。于是如何从无限大中分出有意 义的有限部分就成为一系列新的计算的共 同指导思想
量子电动力学
简介
• 量子电动力学（Quantum Electrodynamics， 英文简写为QED）是量子场论中最成熟的 一个分支，它研究的对象是电磁相互作用 的量子性质（即光子的发射和吸收）、带 电粒子的产生和湮没、带电粒子间的散射、 带电粒子与光子间的散射等等。它概括了 原子物理、分子物理、固体物理、核物理 和粒子物理各个领域中的电磁相互作用的 基本原理。
兰姆移位
• 由两部分修正构成的。一是真空极化效应。由于 真空中有虚电子对，因此氢原子的原子核（即质 子）就使真空极化，吸引一部分负电荷靠近它， 而将正电荷推离它。这种情况是和媒质类似的。 由于极化电荷的存在，质子的电场受到屏蔽。在 一定距离处观察质子,它的有效电荷比原有值为小。 距离愈小,有效电荷愈大。氢原子的2S1/2态电子 距核较2P1/2态的电子为近，感受到的质子有效电 荷较大，因此修正的能级位置相对要较低。另一 部分修正是电子与电磁场的真空涨落相互作用。 它的修正和第一部分的趋势相反，2S1/2能级的修 正较高。第二部分是主要的，它比第一部分修正 要大一个量级。
• 两种不同的量子化方法促使泡利研究自旋 统计关系。他发现自旋为整数的粒子（例 如光子）服从玻色—爱因斯坦统计，在进 行场的量子化时应该用对易关系；自旋为 半整数的粒子(例如电子)服从费密—狄拉克 统计，在进行场的量子化时应该用反对易 关系。对电子场 ψ（它满足狄拉克方程） 进行场量子化以后也得到场量子（电子和 正电子）的粒子图像。
量子色动力学规范场论研究概况
量子色动力学规范场论研究概况在现代高能物理中，量子色动力学（Quantum Chromodynamics，简称QCD）是描述强相互作用的理论框架。
作为标准模型的一部分，QCD解释了夸克和胶子之间的相互作用，并揭示了强子的性质。
规范场论是研究这一理论的一种重要方法，本文将就量子色动力学规范场论的研究概况进行探讨。
1. 强相互作用和胶子的性质量子色动力学是研究强相互作用的理论，其中夸克和胶子是其基本粒子。
夸克是构成强子的基本组成单位，而胶子则是负责保持夸克团结在一起的粒子。
强子包括了质子、中子等，它们由三个夸克组成。
2. 规范场论的基本原理规范场论是一种描述基本粒子相互作用的理论框架。
在QCD中，规范场论将夸克和胶子描述为相互作用的场。
这些场遵循相应的拉格朗日量，并且满足规范对称性。
3. QCD的拉格朗日量和规范不变性QCD的拉格朗日量包含了描述夸克和胶子的动力学项和相互作用项。
在设计拉格朗日量时，需要保证其满足规范对称性。
通过引入规范场，我们可以获得QCD的规范不变性。
4. QCD的重整化对于包含无限多个项的理论模型，我们需要进行重整化以消除无限大的结果。
在QCD中，夸克和胶子的自能修正会导致发散。
通过重整化，我们可以得到物理可观察量的有限结果，并与实验数据进行比较。
5. QCD的非微扰性质虽然微扰量子色动力学（perturbative QCD）在高能散射等过程中提供了有效的计算方法，但对于低能强作用和强子物理，非微扰性质（nonperturbative QCD）的研究更为重要。
非微扰性质的研究需要使用数值模拟和近似方法来处理。
6. 栅格QCD方法栅格QCD是研究量子色动力学非微扰性质的一种重要数值模拟方法。
它将空间和时间离散化，并通过迭代计算规范场和夸克场的期望值来获得物理量。
栅格QCD方法在计算机技术的发展下得到了广泛应用。
7. QCD的应用QCD的研究对于理解强子物理和宇宙起源等诸多问题具有重要意义。
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附录附录A：英文原文Dispersion Forces within the Framework of Macroscopic QEDChristian Raabe and Dirk-Gunnar WelschAbstract. Dispersion forces, which material objects in the ground state are subject to, originate from the Lorentz force with which the fluctuating, object-assisted electromagnetic vacuum acts on the fluctuating charge and currentdensities associated with the objects. We calculate them within the frame-work of macroscopic QED, considering magnetodielectric objects described in terms of spatially varying permittivities and permeabilities which are complex functions of frequency. The result enables us to give a unified approach to dispersion forces on both macroscopic and microscopic levels. Keywords: dispersion forces, Lorentz-force approach, QED in linear causal media1. IntroductionAs known, electromagnetic fields can exert forces on electrically neutral, unpolar-ized and unmagnetized material objects, provided that these are polarizable and/or magnetizable. Classically, it is the lack of precise knowledge of the state of the sources of a field what lets one resort to a probabilistic description of the field, so that, as a matter of principle, a classical field can be non-fluctuating. In practice, this would be the case when the sources, and thus the field, were under strict de-terministic control. In quantum mechanics, the situation is quite different, as field fluctuations are present even if complete knowledge of the quantum state would be achieved; a strictly non-probabilistic regime simply does not exist. Similarly, polarization and magnetization of any material object are fluctuating quantities in quantum mechanics. As a result, the interaction of the fluctuating electromagnetic vacuum with the fluctuating polarization and magnetization of material objects in the ground state can give rise to non-vanishing Lorentz forces; these are commonly referred to as dispersion forces.In the following we will refer to dispersion forces acting between atoms, between atoms and bodies, and between bodies as van der Waals (vdW) forces, Casimir-Polder (CP) forces and Casimir forces, respectively. This terminology also reflects the fact that, although the three types of forces have the same physical origin, different methods to calculate them have been developed. The CP force that acts on an atom (Hamiltonian RA) in an energy eigenstate la) (RAla) == nwala)) at position rAin the presence of (linearly responding) macroscopic bodies is cornmonly regarded as being the negative gradient of the position-dependent part of the shift of the energy of the overall system, ~Ea, with the atom being in the state la) and the body-assisted electromagnetic field being in the groundstate. The interaction of the atorn with the field, which is responsible for the energy shift, is typically treated in the electric-dipole approximation, Le. Hint == -d.E(rA) in the multipolar coupling scheme, and the energy shift is calculated in leading-order perturbation theory. In this way, one finds [1,2]()ba b A A ab ba a d r r G d d p E ∑⎰∞⋅⋅+-=∆020,,Im ωωωωωπμ (1)(P, principal value; Wba==Wb-Wa), where G(r,r',w) is the classical (retarded) Green tensor (in the frequency domain) for the electric field, which takes the presence of the macroscopic bodies into account. It can then be argued that, in order to obtain the CP potential Ua(rA) as the position-dependent part of the energy shift, onemay replace G(rA,rA,w) in Eq. (1) with G(S)(rA,rA,w), where G(S)(r,r',w) is thescattering part of the Green tensor. Hence,()(),A r aA a a r U r U E =∆ (2) ()()()∑⎰∞⋅⋅+-=b ba A A S ab ab ab A or ad i r r G d d c r U 022220,,1ξξωξωξπε (3) ()()()()∑⋅⋅Θ-=b ba ab A A S ab ab ab A r a d r r G d c r U ωωωε,,Re 1220 (4) where Ua(rA) has been decomposed into an off-resonant part U~f(rA) and a resonant part U~(rA), by taking into account the analytic properties of the Green tensor as a function of complex w, and considering explicitly the singularities excluded by the principal-val ne integration in Eq. (1).Let us restrict our attention to ground-state at0111S. (Forces on excited atoms lead to dynamical problems in general [2]). In this case, there are of course no resonant contributions, as only upward transitions are possible [Wab <0 in Eq. (4)]. Thus, on identifying the (isotropic) ground-state polarizability of an atom aswe may write the CP potential of a ground-state atom in the form of (see, e.g.Refs. [1-6])from which the force acting on the at0111 follows as()()A A F r U r =-∇ (7)Now consider, instead of the force on a single ground-state atom, the force on a collection of ground-state at0111S distributed with a (coarse-grained) nUInber density ''7(r) inside a space region of volume Vr-iI. When the mutual interaction of the atoms can be disregarded, it is permissible to simply add up the CP forces on the individual atoms to obtain the force acting on the collection of atoms due to their interaction with the bodies outside the volume Vm, Le.Since the collection of atoms can be regarded as constituting a weakly dielectric body of susceptibility XNI(r, i~),Eq. (8) gives the Casimir force acting on such a body. Note that special cases of this formula were already used by Lifshitz [7] in the study of Casimir forces between dielectric plates. The question is how Eq. (8) can be generalized to an arbitrary ground-state body whose susceptibility XrvI (r,i~) is not necessarily small. An answer to this and related questions can be given by means of the Lorentz-force approach to dispersion forces, as developed in Refs. [8,9].2. Lorentz ForceLet us consider macroscopic QED in a linearly, locally and causally responding medium with given (complex) permittivity c( r, w) and perrneability p( r, w). Then, if the current density that enters the macroscopic Maxwell equations isthe source-quantity representations of the electric and induction fieldsread aswhere the retarded Green tensor G(r,r',w) corresponds to the prescribed medium. In Eqs.(12) and (13), it is assumed that the medium covers the entire space so that solutions of the homogeneous Maxwell equations do not appear. Free-space regions can be introduced by performing the limits E ~ 1 and J-L ~1, but not before the end of the actual calculations.Because of the polarization and/or magnetization currents attributed to the medium, the total charge and current densities are given bywhereAs we have not yet specified the current density IN(r) in any way, the above formu-las are generally valid so far, and they are valid both in classical and in quantum electrodynamics, In any case, it is clear that knowledge of the correlation func-tion (IN(r,w)l~(r''w')), where the angle brackets denote classical and/or quan-turn averaging, is sufficient to C0111pute the correlation functions (e(r,w)Et(r',w')),(t(r,w),E(r',w')), (l(r,w)Bt(r',w')) and (t(r,w)B(r',w')), from which the(slowly varying part of the) Lorentz force density follows asWhere the limit r'~ r must be understood in such a way that divergent self-forces,which would be formally present even in a uniform (bulk) medium, are omitted. The force on the matter in a volurne Vf\,l is then given by the volume integralwhich can be rewritten as the surface integralwhere T(r) is (the expectation value of) Maxwell's stress tensor (as opposed to Minkowski's stress tensor), which is (formally) identical with the stress tensor in microscopic electrodynamics. Note that in going from Eq. (18) to Eq. (19), a term resulting from the (slowly varying part of the) Poynting vector has been omitted, which is valid under stationary conditions. If IN(r) can be regarded as being a classical current density producing classical radiation, IN(r) ~ jclass (r, t), then the Lorentz force computed in this way gives the classical radiation force that acts on the material inside the chosen space region of volume Vm (see also Ref. [10]).3. Dispersion ForceAs already mentioned in Sec. 1, the dispersion force is obtained if IN(r) is identified with the noise current density attributed to the polarization and magnetization of the material. Let us restrict our attention to the zero-temperature limit, Le. let us assume that the overall system is in its ground state. (The generalization to thermal states is straightforward.) From macroscopic QED in dispersing and absorbing linear media [11,12] it can be shown that the relevant current correlation function reads as(I, unit tensor). Combining Eqs. (12), (13), (15), (16) and (20), and making use of standard properties of the Green tensor, one can then show thatandLet us consider, for instance, an isolated dielectric body of volume Vl\rI and susceptibility XrvI(r,w) in the presence of arbitrary rnagnetodielectric bodies, whichare well separated from the dielectric body. In this case, further evaluation ofEq. (18) leads to the following formula for the dispersion force on the dielectricbody:where GrvI(r, r',i~) is the Green tensor of the system that includes the dielectricbody. When the dielectric body is not an isolated body but a part of some largerbody (again in the presence of arbitrary magnetodielectric bodies), Eq. (23) mustbe supplernented with a surface integral,which may be regarded as reflecting the screening effect due to the residual part ofthe body.At this point it should be mentioned that if Minkowski's stress tensor were usedto calculate the force on a dielectric body, Eq. (24) would be replaced withAlthough both Eq. (24) and (25) properly reduce to Eq. (23) when the dielectric body is an isolated one, they differ by a surface integral in the case where the body is S0111e part of a larger body. In the latter case, Minkowski's tensor is hence expected to lead to incorrect and even self-contradictory results [9,13]. It should be pointed out that the differences between the Lorentz-force approach to dispersion forces and approaches based on Minkowski's tensor or related quantities are not necessarily small, For instance, the ground-state Lorentz force (per unit area) that acts on an almost perfectly reflecting planar plate in a planar dielectric cavity bounded by almost perfectly reflecting walls readsprovided the distances di. and dR of the plate to the left and right cavity walls, respectively, are sufficiently large. (Note that, as a consequence of these simplifying assumptions, onlythe static value e == c(w ---+ 0) of the permittivity of the cavity medium appears in the formula.] In contrast, the corresponding result on the basis of Minkowski's stress tensor iswhich can indeed noticeably differ from Eq. (26).附录B ：中文译文从宏观量子电动力学分析色散力Christian Raabe and Dirk-Gunnar Welsch摘要：色散力是基础材质的主要课题，是来自于波动的洛伦兹力，是对象变化的电荷和电流密度与对象相关联的真空电磁行为。