發展過程
1925年量子力學創立之後不久，P.A.M.狄拉克於1927年、W.K.海森伯和W，泡利於1929年相繼提出了輻射的量子理論，奠定了量子電動力學的理論基礎。在量子力學範圍內，可以把帶電粒子與電磁場相互作用當作微擾，來處理光的吸收和受激發射問題，但卻不能處理光的自發射問題。因為如果把電磁場作為經典場看待，在發射光子以前根本不存在輻射場。原子中處於激發態的電子是量子力學中的定態，沒有輻射場作為微擾，它就不會發生躍遷。自發射是確定存在的事實，為了解釋這種現象並定量地給出它的發生幾率，在量子力學中只能用變通的辦法來處理。一個辦法是利用對應原理，把原子中處於激發態的電子看成是許多諧振子的總和，把產生輻射的振盪電流認定與量子力學的某些躍遷矩陣元相對應，用以計算自發射的躍遷幾率。從這個處理辦法可以得到M.普朗克的輻射公式，以此反過來說明對應原理的處理是可行的。另外一種辦法是利用A.愛因斯坦關於自發射幾率和吸收幾率間的關係。雖然這些辦法所得的結果可以和實驗結果符合，但在理論上究竟是與量子力學體系相矛盾的──量子力學的定態壽命為無限大。
實驗發現
1947年實驗物理學提出了挑戰。在此以前，狄拉克相對論波動方程對描述電子行為是十分成功的：它能預指出電子自鏇為1/2,磁矩（稱為玻爾磁子），所給出的氫原子能級和實驗也符合得較好。由於實驗技術的迅速發展，更精確的測量給出氫原子的2P1/2和2S1/2態能量稍有差別，而狄拉克方程給出這兩個狀態能量相同。這個差別稱為蘭姆移位。另外，電子磁矩也略偏離於一個玻爾磁子。在此以前曾考慮過，電子是要和電磁輻射場的真空漲落相互作用的。但計算這種相互作用能遇到了發散困難，因此被擱置起來。在確切的實驗結果面前，就非解決不可了。蘭姆移位發現後一年，H.A.貝特就作了一個估算。他考慮處於2S1/2和2P1/2態的電子和真空漲落的相互作用能雖然都是無限大，但經過一些近似處理它們的差可得出有限值，而且和實驗定性符合。於是如何從無限大中分出有意義的有限部分就成為一系列新的計算的共同指導思想，雖然這些嘗試都還比較成功，但它們都有一個共同的問題：從無限大分出有意義的有限結果的過程都很繁瑣而且不很可靠。因此需要找出明確、簡潔而且在理論上有根據的辦法，它的結果還要和實驗符合。
新的理論體系是由R.P.費因曼、J.S.施溫格、朝永振一郎、F.J.戴森等人在1948～1949年建立的。他們用“重正化”的概念把發散量確切而不含混地歸入電荷與質量的重新定義之中，從而使高階近似的理論結果都不再包含發散。發散量的處理充分利用了相對論協變性和規範不變性。新理論表述之所以能夠作到確切地處理髮散量，是因為從一開始就把理論表述嚴格地建立在相對論協變形式及規範不變要求的基礎之上。
輻射場
量子電動力學修正
在新的理論表述形式下進行了各種過程的高階修正的計算，這些結果都滿足了由於實驗條件和精確度的提高對理論提出的愈來愈高的要求。量子電動力學是一種規範場的理論。將電磁作用和弱作用統一起來是量子場論的一個重要發展階段。電弱統一理論的標準模型以及描述強相互作用的量子色動力學都是屬於規範場理論的範疇。它們的建立都從量子電動力學的理論及方法中得到借鑑和啟示。從量子電動力學的研究中建立起來的重正化理論不僅用於粒子物理，而且對統計物理也是有用的工具（見相和相變、重正化群）。
電磁與電子
電磁
真空中電磁場的電磁勢可以看成是具有不同波矢kλ的平面波的疊加，在疊加中平面波λ成分的展開係數稱為qλ。電磁場的能量可以通過qλ表示：
此是平面波λ的角頻率。上式右方正是諧振子（角頻率為ωλ）能量之和。因此，可以把電磁場看成是無窮多諧振子的集合。這是一個無窮多自由度的力學體系：qλ是廣義坐標；pλ=妜λ是廣義動量。根據量子力學，體系的廣義坐標算符和正則共軛的廣義動量算符應滿足對易關係。如將上式中的qλ及妜λ當作這樣的算符，則可以把場的能量及動量算符表示為：
式中nλ是處於狀態λ上的光子──電磁場的量子──數算符。場的量子化實際上是量子力學的自然的推廣：把有限自由度力學體系的量子化推廣到無窮維自由度的力學體系中。以上的量子化過程表明，從場的觀點出發，經過量子化就得到了粒子圖像：場的能量（動量）即分別是光子的能量（動量）的和。場量子化以後，代表場的電磁勢就成為算符，它包含各個狀態λ的光子的產生和湮沒算符，以在理論中反映光子的發射和吸收。這就在理論中體現了波粒二象性。
量子化的電磁場具有一個重要的特點，即有真空漲落。這種真空漲落是有直接觀測效應的。例如，由於真空漲落，不帶電的平行板電容器極板間存在微弱的引力，而這點已由實驗所證實。當然，最重要的例子還是氫原了能級的蘭姆移位，這個效應的90%是由於電子和電磁場的真空漲落相互作用造成的。
電子
狄拉克相對論波動方程成功地描述了電子的微觀性質。為了解決方程的負能量解所帶來的困難，狄喇克提出了“空穴理論”。空穴理論既預言子電子的反粒子──正電子──的存在，也預言了電子對的產生和湮沒兩種現象的存在。但空穴理論也帶來了無限大的真空能量和無限大真空電荷密度的問題。這些困難可以在將狄喇克場量子化時適當定義負能量粒子湮沒算符為反粒子產生算符就可以避免。在相對論性的理論中,不存在真正的單粒子問題。即使是真空態（即電子數與正電子數均為零），也有電子對漲落，而要描述粒子數變化並能避免上述的空穴理論的困難，就必須對電子場進行量子化。對電子場進行量子化，不能採取將共軛力學量作為滿足對易關係的算符處理。在電磁場量子化時採取了對易關係，其結果就是處於一定狀態的光子數算符的本徵值取0、1、2、……等值。但電子是滿足泡利不相容原理的。在一個狀態上的電子數目只能是0或1。要得到這個結果，必須用反對易關係來代替對易關係：
此處bλ各代表λ態上電子的湮沒算符及μ態上電子的產生算符。
兩種不同的量子化方法促使泡利研究自鏇統計關係。他發現自鏇為整數的粒子（例如光子）服從玻色—愛因斯坦統計，在進行場的量子化時應該用對易關係；自鏇為半整數的粒子（例如電子）服從費密—狄拉克統計，在進行場的量子化時應該用反對易關係。對電子場ψ（它滿足狄拉克方程）進行場量子化以後也得到場量子（電子和正電子）的粒子圖像。
量子化電磁場的極限就是經典電磁場（例如無線電波），在光子數目很大時，電磁場的性質就由經典的麥克斯韋方程組描述。量子化電子場ψ卻沒有類似的經典極限，因為在一個狀態上最多只能存在一個電子。相應的“經典”場方程就是描述單個電子的狄拉克方程，它顯然不是經典的。只有在對電子的描述可以粗略到ΔpΔq>>啚時，狄喇克電子理論才歸結為滿足狹義相對論的經典力學方程。
相互作用
根據量子場論的觀點，粒子間的相互作用都是通過場與場的相互作用實現的。相互作用場的哈密頓量可以分為兩部分H=H0+HI，H0是自由電磁場與自由電子場的哈密頓量之和。它的本徵態就是具有一定光子數與一定電子及正電子數的狀態。HI代表電磁場與電子場的相互作用，它與（1）成正比。此處γμ是狄喇克矩陣；ψ和徰是電子場及其狄喇克伴隨場算符，它們分別代表電子湮沒（或正電子產生）和電子產生（或正電子湮沒）；Aμ是電磁勢算符，代表光子的發射或吸收。自由場的量子場論（由H0所代表）是可以精確解的。但相互作用場的量子場論（由H=H0+HI代表）難於求到精確解。只是由於精細結構常（2）是個小量，可以把HI當作微擾處理。它的作用是在H0的本徵態之間產生躍遷。躍遷可以不涉及粒子數的變化而只是改變粒子的運動狀態（例如康普頓散射），也可以包括光子、電子和正電子數目的變化。相互作用HI作用在H0的某一個本徵態上可以發生以下的躍遷過程（圖1）：
過程
①電子吸收或發射一個光子之後改變其運動狀態，以圖1a表示；②正電子吸收或發射一個光子之後改變其運動狀態，以圖1b表示，圖中與時間方向相反的箭頭表示正電子（電子的反粒子）；③光子轉變為電子—正電子對，以圖1c>表示；④電子—正電子對湮沒為光子，以圖1表示。
由於能量—動量守恆的要求，單獨由HI作用一次還不能構成實際過程。例如康普頓散射電子（四動量p）+光子（四動量k）→電子（四動量p'）+光子（四動量k'）的最低階由圖2a組成，這個圖是由HI作用兩次（圖上相應有兩個頂點），其振幅與電子電荷的二次方值e2成正比，而幾率與e4即與精細結構常數的二次方值α2成正比。正負電子對湮沒為兩個光子最低階由圖2b組成。
產生
量子電動力學是從量子力學發展而來。量子力學可以用微擾方法來處理光的吸收和受激發射，但卻不能處理光的自發射。電磁場的量子化會遇到所謂的真空漲落問題。在用微擾方法計算高一級近似時，往往會出現發散困難，即計算結果變成無窮大，因而失去了確定意義。後來，人們利用電荷守恆消去了無窮大，並證明光子的靜止質量為零。量子電動力學得以確立。量子電動力學克服了無窮大困難，理論結果可以計算到任意精度，並與實驗符合得很好，量子電動力學的理論預言也被實驗所證實。到20世紀40年代末50年代初，完備的量子電動力學理論被確立，並大獲全勝。
費恩曼圖
費恩曼發現每個過程都可以用相應的圖表示，稱為費恩曼圖。他並給出計算有關過程躍遷幾率的計算規則，稱為費恩曼規則。雖然早期的微擾計算也可以得出最低級近似的結果，但為了計算高階近似就需要用重正化方法處理髮散問題，用新的理論表述。費恩曼規則就是最常用的方法。一個有n個頂點的圖，其振幅正比於en；而幾率正比於en，即αn。對電子與光子相互作用的基本過程，包括對許多過程的高階近似（稱為輻射修正）已經廣泛地開展了研究。下面列舉一些主要的過程。①電子（正電子）與光子相互作用。束縛電子對光子的吸收和發射、康普頓散射（自由電子對光子的散射）、軔致輻射、光電效應、光子產生正負電子對，正負電子對湮沒為光子、束縛電子對光子的散射等。②電子（正電子）間的相互作用。電子-電子散射、正電子-電子散射、兩個電子間的有效勢、電子—正電子間的有效勢、電子偶素等。由於μ-子質量為電子質量的207倍，μ-子原子（即原子中一個電子為μ-子所取代）中μ-子與核的距離比電子的要小得多，它對與原子核的相互作用更為敏感。關於μ-子原子的性質（包括輻射修正）也進行了不少研究。正負電子對轉化為正負μ子對也是檢驗量子電動力學和研究μ子性質的重要手段，因此也受到重視。除上述基本過程以外，量子電動力學還有一些重要的綜合套用。了解高能輻射在物質中的貫穿對進行核物理及高能物理實驗以及輻射禁止計算都很重要。以高能γ射線為例：它進入物質後，可以發生三種效應──電子對產生、康普頓散射和光電效應。隨著輻射能量不同，三種效應的相對重要性也因之而異。另外，一個過程還會產生“次級效應”。例如，高能γ射線進入物質，產生了正負電子對。產生的高能電子和正電子又可以產生軔致輻射，發射出高能γ量子。這個高能量子又能產生正負電子對等等。一個高能電子進入物質可以因軔致輻射產生高能γ量子，高能γ量子又產生正負電子對等等。宇宙線的級聯簇射就是由於這類多級過程構成的。基於量子電動力學過程基礎上建立起來的宇宙線級聯簇射理論在30年代後期到40年代初期已經能夠較好地說明實驗現象（見宇宙線物理）。
輻射修正
示意圖解決發散困難的指導思想就是把理論中所有能產生發散的基本費因曼圖找出，並通過重新定義一些參量對它們進行處理。在理論中開始引進一些參量如電子電荷e0及質量m0。在考慮了各類、各級修正之後，發現包含發散的基本圖有三種，即電子自能、真空極化和頂角修正。在理論中恰好能夠通過重新定義電子的電荷、質量和場量ψ把這些發散吸收進去。例如，可以重新定義電子質量（稱為重正化質量）me=m0+δm,此處δm是各級修正中的發散量，然後把me解釋為實驗觀測的電子質量。至於m0，它是不可觀測的，因為它代表電磁場不存在時的電子質量，而不和電磁場相互作用的電子是根本不存在的。經過重正化的處理後，各階修正的結果都不再包含發散。計算的各階輻射修正可和實驗進行比較。著名的兩個例子是蘭姆移位和電子磁矩。
蘭姆移位
由兩部分修正構成的。一是真空極化效應。由於真空中有虛電子對，因此氫原子的原子核（即質子）就使真空極化，吸引一部分負電荷靠近它，而將正電荷推離它。這種情況是和媒質類似的。由於極化電荷的存在，質子的電場受到禁止。在一定距離處觀察質子，它的有效電荷比原有值為小。距離愈小，有效電荷愈大。氫原子的2S1/2態電子距核較2P1/2態的電子為近，感受到的質子有效電荷較大，因此修正的能級位置相對要較低。另一部分修正是電子與電磁場的真空漲落相互作用。它的修正和第一部分的趨勢相反，2S1/2能級的修正較高。第二部分是主要的，它比第一部分修正要大一個量級。例如，有一組人計算得到的理論值是而實驗值是（1057.862±0.020）兆赫。
電子磁矩
量子電動力學計算的磁矩值由於高階修正偏離一個玻爾磁子1918年施溫格計算了α一階修正，結果，而1981年有人計算了α四階修正，得出μe=1。001159652(148)μB。而實驗值是μe=1。0011596522(31)μB。這種實驗的和理論計算的精確度以及它們符合的程度在整個物理學領域中都是罕見的。
重正化對發散困難的解決並不徹底。它只是用適當的辦法把發散分為兩部分：抽出有意義的有限項而把剩餘的發散和物理上不能直接測量的量合併起來重新定義為物理上的實測量。它並沒有從理論中將發散消除。
理論的困難、套用範圍及實驗檢驗量子電動力學中的發散問題仍有待於根本解決。另外，量子電動力學是把電子當作基本場看待的。作為粒子，它是點狀的，也就是沒有結構的。當然，在一定的階段（即能量小於一定限度，或距離大於一定限度）時，這種考慮是合理的，也是必要的。但是這些界限的值是多大，實驗物理學多年來一直在探索這個問題，目的是要觀察在短矩離（高能量）情況下電子偏離點狀的情況。當前，探索的最有力的工具是正負電子對撞機，因為它可以獲得質心繫中很高的能量。用對撞機可以研究正負電子對轉化成正負μ子對的反應根據量子電動力學（帶電輕子為點狀），在能量遠大於電子靜止能量時這個過程的截面的最低次近似值S是質心繫能量的二次方。如果在S值很高時發現截面偏離包括輻射修正在內的相應公式的值時，可能就是電子偏離點狀的信號。結果是：在質心繫能量為38GeV時在10-16cm以外電子可以認為是點狀的，或者說電子如有結構，也至少要在10-16cm以下。今後的高能正負電子對撞機可以把這個界限繼續往下壓縮，或許在距離小於某一極限時發現電子結構。量子電動力學的計算結果都要依靠微擾論。這是基於是個小參量的前提之上的。但由於真空極化效應，在距離愈來愈小時，α的值隨著電荷的有效值增大。這遲早會使基於微擾論的結果失效。但實際上這要到距離小到亦即1.22×10-70厘米時才會發生。但早在到達這個距離之前就必須考慮其他效應了。當距離小到史瓦西半徑1.352×10-55厘米時，電子周圍的時空度規已顯著偏離閔可夫斯基度規，而引力作用就必須加以考慮。在這以前就會遇到普朗克距離1.616×10-33cm（相當1.221×1019GeV），此時時空度規會發生較大的漲落，量子引力就應予以考慮（見廣義相對論)。根據SU(5)的大統一理論,到距離1.97×10-29cm(相當1015GeV)電磁耦合常數就和弱相互作用、強相互作用的耦合常數匯合在一起成為大統一的耦合常數了，而它將隨距離減小而下降。看來極為可能的是，距離小到一定程度時，電子已不僅和電磁場相互作用，而其他相互作用在強度上都會和電磁作用相比，因而會出現具有豐富內容的物理現象，從而使人類有可能揭示更深刻的物理規律。事實在已經觀察到電弱統一理論的標準模型中所預言的電磁相互作用和弱相互作用的干涉效應。
學者
1965年諾貝爾物理學獎授予日本東京教育大學的朝永振一郎（Sin-Itiro Tomonaga，1906—1979），美國麻薩諸塞州坎布里奇哈佛大學的施溫格（Julian S.Schwinger，1918—1994）和美國加利福尼亞州帕薩迪那加州理工學院的費曼（Richard Phillips Feynman，1918—1988），以表彰他們在量子電動力學所作的基礎工作，這些工作對基本粒子物理學具有深遠的影響。
費曼、施溫格和朝永振一郎的貢獻就是用不同方法獨立地異途同歸地解決了這一困難，從而建立了量子電動力學的新理論體系。他們從不同的渠道運用“重正化”概念把發散量確切地歸入電荷與質量的重新定義中，從而使高階近似的理論結果不再會遇到發散。“重正化”的意思就是用一定的步驟把微擾論積分中出現的發散分離出去，吸收到相互作用耦合常數及粒子的質量中，並通過重新定義相互作用耦合常數和粒子的質量，來獲得不發散的矩陣元，使計算結果可與實驗對比。
有了重正化方法，量子電動力學獲得了巨大成功，由此計算出來的電子反常磁矩和蘭姆位移與實驗結果相符達十幾位量級。可見，量子電動力學是何等精確的理論。這一切既要歸功於眾多對現代物理學作過貢獻的物理學家，更要歸功於1965年這三位諾貝爾物理學獎獲得者。
費曼
量子電動力學費曼1918年5月11日出生於美國紐約市郊俄國移民猶太族家庭里，1935年進入麻省理工學院（MIT），先學數學，後轉物理。1939年本科畢業，畢業論文發表在《物理評論》（Phys.Rev.）上，內有一個後來以他的名字命名的量子力學公式。1939年9月在普林斯頓大學當惠勒（J.Wheeler）的研究生，致力於研究量子力學的疑難問題：發散困難。第二次世界大戰中，參加洛斯阿拉莫斯科學實驗室研製核子彈。1942年得普林斯頓大學理論物理學博士學位。戰爭結束後到康奈爾大學任教。自1951年起任加利福尼亞理工學院教授。
費曼於40年代發展了用路徑積分表達量子振幅的方法，並於1948年提出量子電動力學新的理論形式、計算方法和重正化方法，從而避免了量子電動力學中的發散困難。目前量子場論中的“費曼振幅”、“費曼傳播子”、“費曼規則”等均以他的姓氏命名。費曼圖是費曼在四十年代末首先提出的，用於表述場與場間的相互作用，可以簡明扼要地體現出過程的本質，費曼圖早已得到廣泛運用，至今還是物理學中對電磁相互作用的基本表述形式。
電磁相互作用和弱相互作用統一理論-模型1958年費曼和蓋爾曼合作，提出了弱相互作用的矢量-膺矢量型理論（即V-A理論，又稱普適費米型弱相互作用理論）。這是經過20餘年曲折發展以後所達到的關於弱相互作用的正確的唯象理論。這一理論為以後溫伯格、薩拉姆和格拉肖建立電磁相互作用和弱相互作用的統一理論開闢了道路。在50年代前期，費曼還曾經從事發展液氮的微觀理論的研究工作。
量子電動力學費曼的路徑積分方法是他的獨創性又一個鮮明的例證。
費曼總是以自己獨特的方式來研究物理學。他不受已有的薛丁格的波函式和海森堡的矩陣這兩種方法的限制，獨立地提出用躍遷振幅的空間-時間描述來處理幾率問題。他以幾率振幅疊加的基本假設為出發點，運用作用量的表達形式，對從一個空間-時間點到另一個空間-時間點的所有可能路徑的振幅求和。這一方法簡單明了，成了第三種量子力學的表述法。
輕子-內部結構模型圖
強子結構的物理圖像-模型圖1968年費曼根據電子深度非彈性散射實驗和布約肯（J.D.Bjorken）的標度無關性提出高能碰撞中的強子結構模型。這種模型認為強子是由許多點粒子構成，這些點粒子就叫部分子（parton）。部分子模型在解釋高能實驗現象上比較成功，它能較好地描述有關輕子對核子的深度非彈性散射、電子對湮滅、強子以及高能強子散射等高能過程，並在說明這些過程中逐步豐富了強子結構的物理圖像。
1986年2月費曼應邀參加總統委員會，調查“挑戰者”號失事原因。會議前一天，他先去噴氣推進實驗室了解情況，作了詳細記錄。當時眾說紛紜，莫衷一是。他敏銳地注意到密封問題。會議令他失望，互相扯皮，推卸責任，沒完沒了地聽取證人的證詞。費曼要求再去調查，結果發現美國航天局的報告自相矛盾。他注意到，他們原來是用計算機分析橡膠的彈性，條件不合要求。有一將軍問費曼，低溫對橡膠有無影響？提醒了他注意到用於密封的O圈在-2℃可能失去彈性。費曼還注意到，在發射前火箭公司有一位工程師堅持不宜發射的意見，但經理在軍方壓力下同意了。進一步調查還表明，發射台的溫度數據欠準。1986年2月，費曼公正地把真相公之於眾。1986年2月11日在總統委員會開會論證時，費曼把一塊與O圈材料相同的橡膠投入冰水中，證明“挑戰者”號失事的原因就在於寒冷的氣候。這件事曾經轟動了全世界，但是人們哪裡知道，這時費曼正在頑強地與胃癌鬥爭，不久他就與世長辭了。
量子電動力學費曼的重要著作有：《量子電動力學》、《量子力學和路徑積分》，與希布斯合著《光子強子相互作用》等。《費曼物理學講義》（共三卷）是美國六十年代科學教育改革的重要嘗試，雖然深度、廣度過高，但不失為優秀參考讀物。費曼在前言中寫道：“我講授的主要目的，不是幫助你們應付考試，也不是幫你們為工業或國防服務。我最希望做到的是，讓你們欣賞這奇妙的世界以及物理學觀察它的方法”。1973年諾貝爾物理學獎獲得者賈埃沃（I.Giaever）說過：費曼是對他影響最大的物理學家，而《費曼物理學講義》是對他影響最深的書籍。這套講義的特色是：引人入勝，豐富生動，論述精闢，富於啟發。費曼透徹講解了物理現象的本質和規律。費曼的自傳：《別鬧了，費曼先生》是一本備受歡迎的文學著作。
如果說費曼是一代奇才，則施溫格也不愧為物理學家中的“莫扎特”。施溫格1918年2月12日出生於紐約，他自幼聰慧過人，在數學和科學方面顯示出非凡的才能。由於多次跳級，14歲即高中畢業，進入紐約市立學院學習。他愛好自學，從圖書館中借閱了各種物理書籍，經常不到課堂聽講。據說，統計力學課他從未出席，卻在期末考試中成績突出，因為他推導的步驟比其他同學按課堂上學到的方法簡捷得多。有人誇獎年輕的施溫格說：“他對物理學就像莫扎特對音樂那樣。”哥倫比亞大學的拉比教授非常欣賞施溫格的才華，對人說：施溫格已經知曉了物理學的90％，其餘的“只要幾天就夠了”。在拉比的推薦下，施溫格轉到哥倫比亞大學，並於1936年獲學士學位，1939年獲博士學位，時年21歲。然後到伯克利加州大學當了奧本海墨的研究助理。1941年到柏圖大學任教，後來到芝加哥大學參加原子反應堆設計。為了避免捲入核子彈計畫，施溫格在1943年離開芝加哥，轉到麻省理工學院，從事雷達系統的改進。正是這項工作使他對電磁輻射理論發生了興趣，把工作重點轉到量子電動力學的理論。1945年施溫格應聘成為哈佛大學副教授，兩年後升教授，成為該校最年輕的教授。就是在這段時期，施溫格進行了重正化的研究。他的方法與費曼的不同，如果說費曼用的是“積分”方法，則施溫格用的是“微分”方法，但是兩種方法得到的結果是一樣的。
朝永振一郎
量子電動力學的另一位奠基人朝永振一郎1906年3月31日出生於日本東京，1929年畢業於京都大學理學部物理學科，隨後在玉城嘉七郎研究室任臨時見習研究生，3年之後，赴東京理化研究所，在仁科芳雄研究室當研究員，1937年留學德國，在海森伯的領導下研究原子核理論和量子理論，1939年底，回國接受東京帝國大學的理學博士學位。1941年，任東京文理科大學物理學教授，提出量子場論的超多時理論，第二次世界大戰期間，曾經研究雷達技術中磁控管的理論，發表了《分割陽極磁電管理論》的論文，戰後繼續研究和發展他的超多時理論和介子耦合理論，同時參與《理論物理進展》的創辦工作。朝永振一郎以他的超多時理論為基礎，找到了一種避開量子電動力學中發散困難的重正化方法，利用這種方法，可以成功地解釋蘭姆位移和電子反常磁矩的實驗。他的工作幾乎與施溫格和費曼同時。他們獨立地完成了類似的研究，達到了同樣的目的，真可謂殊途同歸。他們的研究使得描寫微觀世界的量子電動力學理論成為一個精確的理論，並對以後的理論發展產生了深遠影響。1949年，朝永振一郎應聘赴美國普林斯頓高級研究院工作，提出了高密度極限的多費密子體系的一維模型理論。回國後創建了東京大學原子核研究所。1956年以後，先後出任東京教育大學校長、日本學術會議會長、東京教育大學光學研究所所長。他還得到日本學士院院士、日本文化勳章以及好幾個國家的科學院榮譽院士稱號。1957年5月朝永振一郎曾率領日本物理代表團來中國訪問並進行學術交流。朝永振一郎於1979年7月8日在東京病逝。
