（本文还是为《现代物理知识》写的文章，请勿转载）

我已经用了三分之一篇幅谈了20世纪末的两朵乌云，借此说明我们正处在新一轮物理学革命的前夜，当然这种判断非常个人化。人们也许会质疑，飘在我们 头顶的暗能量和暗物质这两朵乌云与19世纪的两朵乌云完全不同，因为我们面对的是远离地球发生的事，而19世纪的两大疑惑是地面上的实验所带来的。这种质 疑不无道理，但我们总可以采取一种历史姿态，认为历史不会完全重复自身。

我个人认为，目前我们面对的乌云将带来的革命基本上还是还原论的革命，我们只有将我们的基本的还原论理论推进一大步，才有可能理解暗能量和暗物质。 所以，这两大问题的解决或多或少将与量子引力理论有关。人们喜欢说，弦论是量子引力理论的所有候选者中最有希望的理论，我十年前对此坚信不疑。今天我虽然 不再敢说弦论有很大的把握成为正确的量子引力理论，但客观地说，弦论相较其他理论，还是有很大的优势。

具有讽刺意味的是，弦论的发现与引力无关，与量子引力更加无关。整整四十年前，弦论起源于强相互作用理论。四十年前的粒子物理如同今天的宇宙学一 样，充满新鲜的观测数据，而理论则混乱不堪。先是前苏联的兰道学派发现量子电动力学中的“莫斯科之零”（前年出现一部同名电影，与物理无关），使得人们认 识到作为量子场论，量子电动力学并没有严格的定义，到了60年代，越来越多的共振态的发现，使得本来存在强耦合问题的强相互作用理论变得更加困难，没有希 望在场论的框架下得到解决。另一方面，弱相互作用虽然很弱，但人们很早就知道只有所谓树图的计算才是可信的，因为费米的弱相互作用理论不可重整。在我做学 生的时候，已经进入80年代，中国学者写的量子场论教材还是用费米理论，告诉我们粒子物理是一个怎样没有希望的理论。当然进入70年代，强相互作用和弱电 相互作用已经完全确立，至少在原理上。

60年代的关于强相互作用理论的流行观点是伯克利学派的观点：量子场论应该被彻底抛弃，代之而起的理论框架是散射矩阵理论。只有很少的原理可以被应 用，例如相对论不变性原理，散射矩阵的幺正性和解析性。以Geoffrey Chew为首的伯克利学派鼓吹“解靴带”理论（boottrap），认为散射矩阵的几个原理提供了足够线索让我们来解开强相互作用甚至所有相互作用的靴 带。到了60年代后半叶，人们认为，强子之间的散射既可以用共振态作为中间态来描述，也可以用交换共振态来描述，这两种描述是完全不同的，所以强相互作用 应该存在一种对称性，叫做s和t道对偶性。当很多人怀疑这种对偶性是否真的可以在数学上实现的时候，年轻的Gabriele Veneziano在1968年发表的一个简单的公式，满足这种对偶性，同时满足散射矩阵在树图上的性质。

Veneziano公式很快被别人推广，推广的方向有两个。一个是改变这个公式使得更接近实验，一个是将它推广到多个粒子的散射上。通常，推广已有 的公式只需要技术，很多人可以做到这一点，因为技术可以通过正规的训练获得。而从新的角度重新表达和理解已有的公式则需要洞察，在众多推广 Veneziano公式的人中，只有少数人做到了这一点，如Nielsen和Nambu。他们的理解使得后来的发现成为可能，即，满足对偶性要求的散射公 式其实不能简单地理解为粒子之间的散射，而是弦与弦之间的散射。这种新的理解伴随对一个重要性质的认识，即共形不变性。

传统粒子的相互作用通过费曼的努力有一个非常直观的表达，就是，任何复杂的相互作用可以用图来分类。给定一个图，图中的线代表一个粒子的运动轨迹， 线与线的交点代表粒子之间的局域相互作用。例如，如果我们看到三条线交于一点，如果其中两条线代表的粒子是相同的，另一条是不同的粒子，我们可以说是一个 粒子辐射出另一个粒子。如果三条线都不同，那么一个粒子在辐射出另一个粒子后变成了第三种粒子。在60年代末，人们发现，满足对偶性的散射振幅同样也可以 用类似费曼的办法来分类，不同于粒子的是，现在一根弦不是简单地辐射出另一根弦，而是通过弦的断裂和弦与弦的端点的链接发生相互作用。这些相互作用同样可 以用图来表示，有趣的是，这些图比费曼图要简单多了。例如，给定弦的个数，只存在一个树图，一个单圈图，等等。这些图是在时空中画出的两维面。

（描述弦相互作用的高圈图）

共形不变性指的是这些两维面拉伸的不变性。认识这个不变性走了很长的、看起来还挺曲折的路。这是物理学发展的特点，最后看起来简单的性质有一个演变 的历史，在演变过程中，这个性质在不同的时期表现为不同的东西。到了70年代中期，人们对共形不变性的本质已经认识得很清楚了。但共形不变性在弦论中起到 的原理性的作用还是要等到80年代中期才会体现出来。

弦论发展的第一个阶段是1968年到1974年，很多计算散射振幅的微扰论技术是这个时期发展出来的。Veneziano公式被Namnbu等人发 现是描述四个开弦态的散射振幅，这个公式被Virasoro所推广，后来发现，Virasoro公式描述的是四个闭弦的散射振幅。所有这些工作都被推广到 含有多个开弦和多个闭弦的散射过程中去。在纯技术层面上，当时人们关心的有两个问题。第一个问题是既然这些振幅其实是弦与弦之间的散射，那么所有弦态的散 射振幅是否满足散射矩阵的原理，如幺正性？这个要求并不简单，很快人们就发现这个要求导致弦的最简单的态是快子，即这种态的质量平方是负的。当时研究这些 所谓对偶共振模型的人觉得介 子就应该是那个最简单的态，质量平方是负的这个事实引起了很大的困扰。另一个问题是如何将已知的散射振幅推广到圈图，因为不论是Veneziano公式还 是Virasoro公式描述的都是共振态或弦态的树图效应。将这些公式推广到单圈图后，就像最近Joul Shapiro回忆的那样，单圈的散射振幅被发现没有场论中通常遇到的发散，所以弦论有很好的紫外性质。

弦论的避开了通常紫外发散的数学原因在当时已经知道，就是Schwinger参数取值范围不同与粒子单圈图中的取值范围。粗略地说， Schwinger参数对应的是在圈上跑动的粒子的本征时，当然在弦论中它的解释要复杂些，因为除了本征时外，弦的世界面还有形状，所以 Schwinger参数是一个复数，这个复数的取值范围不能是整个复平面，在那个时期，这个要求来自于散射振幅的自洽性。到了80年代，人们发现其实来自 于单圈图作为两维面的对称性质。

单圈图在闭弦中就是一个环面，环面有两个方向，对应两个圆。我们可以取其中一个圆对应于闭弦，另一个圆对应闭弦跑动的轨迹：在时空中一个封闭的轨 迹。如果这个轨迹很小，弦在时空中运动的范围就很小，所以当第二个圆变得越来越小时，这个时候环面描述的是一个高能过程，因为Heisenberg测不准 原理告诉我们小距离就是高能量。在粒子的费曼图中，这个极限往往带来紫外发散。

（单圈图：环面）

世界面的共形不变性可以用来将这个环面放大，放大之后，我们可以认为第二个圆对应于弦，而原来的第一个圆对应于弦在时空中运动的轨迹，这个轨迹在应 用共形不变性之后变得很大，这是一个红外过程。所以，共形不变性使得原来的紫外过程变成红外过程，如果红外过程没有发散，那么紫外发散也就不存在。这是弦 论紫外性质比粒子理论的紫外性质好的根本原因。

由于纯粹技术的原因，弦论即使到今天也没有被严格证明是有限的，因为在计算高圈图的时候，涉及到的Schwinger参数以及世界面上的费米场带来 的参数太复杂。但在简单的时空背景下，如10维时空，弦论的许多其他性质要求弦论的微扰振幅是有限的，例如，当弦论在时空中含有性质相同的两个超对称时， 弦论有所谓的强弱对偶-强耦合的理论等价于同一个理论在弱耦合情形，这种对偶的成立条件当然包含有限性。

最早的对偶共振模型只含有时空中的整数自旋的态。例如那个质量平方是负的快子，自旋为零，所以大家认为可以用来描述介子。弦论中的其他弦态同样对应于时空中自旋为整个的“粒子”，这里，当我们说粒子时，指的是他们的时空量子数和粒子一样，包括能量、动量和自旋。当然，任何时空量子数个数有限的态表面上看都和粒子一样，这是Wigner定理所决定的。

在弦论发展的第一个阶段，为了避免快子，也为了引入时空中的自旋为半整数的态，Ramond，Neveu和Schwarz分别在世界面上引进费米 场。要知道，世界面上的变量完全对应于单个弦态的性质，这和粒子很类似。我们描述粒子时，在粒子运动起来的世界线上引入“标量场”，一个标量场其实就是一 个时空维度，世界线上的某一点上的所有标量场的取值决定了该点在时空中的位置。同样，弦的世界面上一点的标量场也决定了该点在时空中的取值。那么，费米场 会带来什么？简单的解释就是我们引进了费米“时空维度”，这样的维度当然和真正的时空维度不一样，但确实带来新的自由度。我们也可以在粒子的世界线上引入 费米场，费米场的量子化带来Dirac矩阵，所以世界线上的费米场使得描述自旋为半整数的粒子成为可能。Ramond当初引入世界面上的费米场同样是为了 引入时空中自旋为半整数的弦态。

在弦论的最初六年间，人们没有意识到弦论可以用来描述引力，尽管弦论含有任意高的自旋态。物理学史和人类活动的其他历史一样，在每个固定的阶段，我 们只看到我们想看到的。那个时候，弦论的发展可以说完全是被实验所驱动，所有的努力都是和描述强相互作用有关，包括在两维的世界面上发现超对称：有了标量 场和费米场，使得世界面上的超对称成为可能。两维超对称只是一个附带的发现，大家关心的是如何使得介子的质量更接近实验数值，如何描述自旋为半整数的共振态。

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