|作者：萬驍1　孟涵2　梁武2　楊諾2,?

(1 華中科技大學能源與動力工程學院）

(2 國防科技大學理學院)

本文選自《物理》2025年第9期

原文網址：

摘要聲子作為晶格振動的量子化準粒子，在能量輸運與轉換過程中扮演著關鍵角色，不僅主導半導體和絕緣體中的導熱過程，還深刻影響著電子和離子輸運、光電轉換及熱電轉換等物理過程。然而，不同聲子對各類輸運過程的貢獻存在顯著差異。若能選擇性地激發(fā)那些對能量輸運和轉換過程起主導作用的特定模式，即“靶向聲子”，將有望突破能量輸運瓶頸，實現(xiàn)能量轉換效率的顯著提升。文章系統(tǒng)梳理了靶向聲子激發(fā)領域的最新進展，首先概述利用高頻激光和隧穿電子的靶向聲子激發(fā)方法，其次簡介了其在熱輸運、電輸運、光伏器件及離子導體等領域的前沿研究成果，最后展望了靶向聲子激發(fā)對多領域的潛在影響。

關鍵詞靶向聲子，輸運過程，熱傳導，聲子散射

01

引 言

在全球范圍內，人工智能和智能制造的探索正處于快速發(fā)展的黃金階段。在我國，國家戰(zhàn)略規(guī)劃重點布局人工智能驅動的智慧城市建設，旨在通過技術創(chuàng)新推動產業(yè)智能化升級和社會治理體系現(xiàn)代化。能源的高效利用是智能制造不可或缺的基礎支撐與核心要素，而熱能作為能源轉換過程中占比最高(大于60%)且最具回收潛力的形式，其高效管理與利用成為關鍵突破口[1]。熱能研究作為典型的交叉學科領域，深度融合能源科學、凝聚態(tài)物理、先進材料、微電子及生物工程等學科，其技術成果已深度應用于高功率芯片散熱、5G/6G通信、電動汽車電池熱管理系統(tǒng)、航空航天熱防護及超級計算機液冷技術等國家戰(zhàn)略級產業(yè)，并對其安全與發(fā)展具有深遠影響[2—6]。

進入21世紀以來，納米科技的突破性發(fā)展為熱能研究提供了全新的研究范式，同時新興工業(yè)的快速發(fā)展對能量轉換與輸運技術提出了更為嚴格的技術要求。在這一背景下，提升余熱回收效率、優(yōu)化能源轉換與傳遞過程，已成為突破現(xiàn)有能源利用效率限制的關鍵研究方向。要實現(xiàn)這一目標，必須能夠對光電轉換、熱電轉換以及固體熱傳導等核心能量輸運過程進行精準調控。這些調控不僅深化了對微觀能量輸運機制的基礎認識，更為開發(fā)新型能源技術提供了創(chuàng)新途徑，兼具重要的科學價值與工程應用前景[7—9]。

傳統(tǒng)輸運調控方法主要包括應變工程、缺陷工程和外場調控等策略。例如，加州大學的Yang Yang等人通過在鈣鈦礦薄膜中引入可控的壓縮應變，實現(xiàn)了對載流子有效質量的精確調控，從而使得光電轉換效率提高了兩倍[10]。在熱電轉換領域，半導體材料的性能優(yōu)化通常依賴于缺陷工程，通過引入點缺陷和位錯結構來降低晶格熱導率，從而有效提升熱電優(yōu)值[11，12]。此外，外場調控技術如高壓電場可誘導鐵電材料中電偶極子的定向排列，通過增強晶格有序性來調控熱輸運特性[13，14]。盡管這些方法在輸運調控方面取得了顯著進展，但往往需要借助化學或物理手段改變體系的結構或成分。因此，如何在保持材料本征結構的前提下實現(xiàn)高效的原位調控，成為當前能源材料領域面臨的重要科學挑戰(zhàn)。解決這一難題將為能源轉換、功能材料和納米器件等領域的創(chuàng)新發(fā)展提供新的機遇。

近年來，基于量子調控理念的靶向聲子激發(fā)技術嶄露頭角，引起了研究者的廣泛關注。該方法不僅能夠有效調控材料的光學、電學和熱學等多種性質，還具有原位非破壞性、調控靈活性和快速響應等獨特優(yōu)勢。作為量子化的晶格振動，聲子在半導體材料中扮演著多重角色：既是熱能的主要載體，又是各種能量轉換過程的關鍵參與者[15]。隨著納米尺度能量輸運研究的深入，聲子在熱輸運和能量轉換中的主導作用日益凸顯[5，16]。

靶向聲子指在能量輸運或轉換過程中發(fā)揮主導作用的特定聲子模式。通過外部激勵(如高頻激光、隧穿電子、應變場等)選擇性激發(fā)這些模式可以放大其功效。核心機理是通過定向調制特定聲子模式的態(tài)占據率，改變載能子的弛豫過程，從而實現(xiàn)對熱輸運、電輸運、光電轉換及離子遷移等物理過程的精準量子化調控。以石墨烯熱輸運性質調控為例，計算表明選擇性激發(fā)僅占總數2%，但對傳熱過程貢獻度較高的特定聲子模式，可使面內熱導率提升150%左右[17]。

在實際材料體系中，不同聲子模式對輸運過程的貢獻存在顯著差異，這為利用靶向聲子激發(fā)調控體系輸運性質提供了可能。例如，David Cahen等人利用超快紅外激光選擇性激發(fā)有機光電體系中的靶向聲子(45—51 THz)，成功使得光電流增強約1.8倍[18]。此外，中國科學技術大學的Zheng Qijing等人通過模擬在黑磷中利用拉伸應變激發(fā)1.2 THz和2.4 THz的特定聲學聲子，可使帶隙減小290 meV[19]。我們課題組最新研究發(fā)現(xiàn)，通過選擇性激發(fā)不同靶向聲子模式，可實現(xiàn)二維材料熱導率在0.49—1.28倍范圍內的可控調節(jié)[17，20]。這些研究成果充分證明，靶向聲子激發(fā)作為一種高效且調控靈活的新方法，展現(xiàn)出重要的應用潛力。

本文將系統(tǒng)綜述靶向聲子激發(fā)領域的前沿研究進展，闡述靶向聲子激發(fā)的實驗實現(xiàn)技術，介紹其在熱/電輸運調控、光電轉換和離子擴散方面的重要應用，并展望靶向聲子激發(fā)在新能源器件、信息存儲和量子計算等戰(zhàn)略領域的潛在發(fā)展前景。

02

靶向聲子激發(fā)的實現(xiàn)

如何在實驗中實現(xiàn)靶向聲子激發(fā)是一個關鍵問題，其具體實現(xiàn)方式取決于靶向聲子模式的特性。對于原胞中包含多原子的晶體，聲子模式可根據原胞內原子振動的相位關系分為兩類：聲學支聲子(原子振動相位一致、頻率較低)和光學支聲子(原子振動相位不一致、頻率較高)。鑒于這兩類聲子與電子、光子等準粒子的耦合機制存在本質差異，如聲學支主要通過形變勢耦合，而光學支通過極化耦合，其激發(fā)方法需要發(fā)展差異化的技術手段。

圖1 (a)光學聲子模式的激發(fā)實驗示意圖；(b)樣品在太赫茲頻段的吸收譜，存在兩個吸收峰，對應特定光學聲子模式被激發(fā)

對于特定頻率的光學聲子，可采用基于光整流效應產生的激光脈沖實現(xiàn)選擇性激發(fā)，如圖1(a)所示。激光的頻率接近太赫茲波段，以匹配靶向聲子的本征頻率。入射太赫茲激光脈沖與具有相同波束和頻率的光學聲子發(fā)生共振，隨后可通過Fr?hlich相互作用實現(xiàn)能量選擇性轉移。在極性材料中，光學聲子振動引起的正負離子位移可產生極化電場，該振蕩電場通過庫侖相互作用與電子運動強烈耦合，這一現(xiàn)象在金屬鹵化物鈣鈦礦等具有強離子性和軟晶格特性的材料中尤為顯著[21]。

2021年，日本京都大學的Yoshihiko Kanemitsu等人利用LiNbO3晶體進行光整流產生了重復頻率為1 kHz的太赫茲激發(fā)脈沖，成功激發(fā)了鈣鈦礦CH3NH3PbI3中0.9 THz和1.9 THz的橫向光學聲子(圖1(b))，并觀察到載流子弛豫動力學過程的顯著調制[22]。后續(xù)，荷蘭拉德堡德大學的Timur Gareev等人也利用相同的方法，在稀土鈣鈦礦DyFeO3中激發(fā)了4.27 THz和4.93 THz的光學聲子[23]。這些突破性工作不僅證實了太赫茲激光激發(fā)方法的普適性，更通過金屬柵極偏振器的精確強度調控，為材料輸運性質的可控調節(jié)提供了新途徑，在開發(fā)新型光電器件和量子調控技術方面具有重要應用前景。

圖2 (a)聲學聲子模式的激發(fā)實驗示意圖；(b)微分電導譜中觀察到顯著階梯狀特征，由特定聲學聲子激發(fā)所引起

聲學聲子的選擇性激發(fā)可通過電聲耦合機制實現(xiàn)，其核心原理是利用結構相似的小分子的振動模式作為能量傳遞媒介，如圖2(a)所示。隧穿電子可通過電聲耦合效應將能量傳遞給小分子振動模式，依據形變勢理論，晶格發(fā)生局部壓縮或拉伸時引起電子能帶結構的局部畸變，形成電子和小分子振動模式的耦合。并且，小分子與基底之間存在軌道共振匹配，故基底晶格的特定聲子模式因其與小分子對稱等效振動量子之間的耦合作用而被選擇性增強，從而實現(xiàn)隧穿電子能量向靶向聲學聲子的定向轉移。

德國伊爾梅瑙工業(yè)大學的J?rg Kr?ger等人，將有機小分子C32H16N8吸附在銥基底支撐的石墨烯表面，利用分子碳環(huán)與石墨烯晶格之間的軌道共振，成功激發(fā)了12.09 THz的面外聲學聲子。這導致體系非彈性電子輸運顯著增強，并在銥—石墨烯隧穿結的低溫微分電導譜中觀測到明顯的階梯狀特征(圖2(b))[24]。對照實驗顯示，當石墨烯表面未吸附有機小分子時，未觀測到相應特征信號，驗證了軌道共振的關鍵作用。該研究不僅為聲學聲子的激發(fā)提供了可行方案，也為基于靶向聲子設計范德瓦耳斯異質結基能量輸運器件奠定了重要實驗基礎。

03

靶向聲子激發(fā)在多領域的應用

靶向聲子激發(fā)技術憑借其原位調控特性和快速響應優(yōu)勢，在熱/電輸運、光電轉換及離子擴散等多種輸運調控中展現(xiàn)出顯著的應用潛力。該技術的核心原理在于選擇性激發(fā)對特定輸運過程起主導作用的聲子模式，從而精準調控能量或物質輸運過程的效率。

在熱輸運調控方面，靶向聲子激發(fā)為實現(xiàn)熱導率的精確調控提供了新范式。半導體中的熱傳導主要依賴于聲子的傳播與散射，包括聲子—聲子散射、雜質散射和邊界散射等。隨著對這些散射機制認識的不斷深入，各種熱導率調控策略被相繼提出。例如，通過最小化聲子—聲子散射相空間或降低聲子—雜質散射，可以提高材料的熱導率。相反，在內部增加非諧性或晶體復雜性，或從外部引入無序、缺陷、邊界、界面和納米粒子，則可以有效降低熱導率。然而，這些策略通常需要改變材料本征結構。

我們提出一種基于靶向聲子激發(fā)的熱導率調控新方法，該方法通過選擇性增加特定聲子模式的數量來實現(xiàn)對熱輸運性能的精確調控。這一策略的核心優(yōu)勢在于能夠直接調控聲子散射過程，而無需對材料進行任何結構修飾。具體而言，半導體中的熱輸運主要由聲子貢獻，熱阻來源于三聲子的倒逆散射(即umklapp過程，簡稱U過程，如圖3所示)。在U過程中，三個聲子的動量不守恒，散射后動量方向發(fā)生變化，從而產生熱阻。該過程滿足的能量與動量關系如下：

其中，聲子1 (頻率

1 ，波矢q1 )與聲子2 (

2，q2) 碰撞產生聲子3 (

3，q3)。當q1+q2較大時，它便落在第一布里淵區(qū)(晶格倒易空間分區(qū)，圖3中正方形)之外。但通過引入倒格矢G

n

(倒格子基矢的線性組合)，可使散射后的聲子3重新落入第一布里淵區(qū)內，并滿足動量守恒關系(2)式，從而完成整個散射過程[15]。

圖3　倒格子中三聲子倒逆散射(U過程)示意圖，實線箭頭代表實際散射路徑，虛線箭頭為輔助矢量，用于示意準動量守恒。其中，圖中正方形是第一布里淵區(qū)，

點為布里淵區(qū)中心

因此，激發(fā)U過程散射率低的聲子，不會明顯改變散射過程。但其可以攜帶能量進行有效輸運，從而提高體系熱導率。若選擇激發(fā)散射率高的聲子，則會加劇其與其他聲子的散射、增大熱阻，進而降低體系熱導率。

基于第一性原理計算和分子動力學模擬的研究表明，該調控策略在石墨烯和氮化硼等材料中展現(xiàn)出顯著效果[17，20]。在室溫下的石墨烯中，其本征熱導率計算值為3189 W·m-1·K-1，僅需激發(fā)1‰—4‰的聲子模式，即可使其熱導率在1559 W·m-1·K-1 (降低至本征值的49%)到4093 W·m-1·K-1 (提高至本征值的128%)范圍內可調，對于六方氮化硼體系，激發(fā)1‰—4‰的聲子模式可使熱導率調控范圍達到本征值的40%—130%，如圖4所示，對應數值改變?yōu)?56—1151 W·m-1·K-1。在150 K的低溫條件下，通過激發(fā)體塊硅中約2%的聲子模式，可實現(xiàn)最高約60%的熱導率下降幅度。這些結果充分證明了靶向聲子激發(fā)在熱輸運調控中的巨大潛力。但在金屬體系中，電子熱導率占主導地位，因此靶向聲子激發(fā)調控主要適用于聲子主導熱輸運的半導體和絕緣體材料。

圖4　靶向聲子激發(fā)調控六方氮化硼熱導率的結果

在電輸運調控領域，靶向聲子激發(fā)技術展現(xiàn)出對電子弛豫動力學和輸運特性的顯著調控能力。電子輸運過程的核心物理機制源于電子—聲子相互作用，這一相互作用不僅決定了金屬和半導體中的電阻特性，還深刻影響著超導轉變溫度、載流子遷移率以及聲子色散的非絕熱修正等關鍵物理性質，是凝聚態(tài)物理領域的研究熱點[25]。特別是在二維材料體系中，通過精確調控電子—聲子耦合強度，靶向聲子激發(fā)能夠實現(xiàn)對電子能帶結構(帶隙)、載流子弛豫動力學(壽命)以及輸運特性(遷移率)的多維度調控。當晶體由于晶格振動偏離周期勢場時，電子的動量會發(fā)生改變，其定向運動會受到阻礙。電聲相互作用服從的能量與動量守恒關系如下：

其中，

E

k分別表示散射后電子的能量和波矢，上標撇號表示散射前的對應物理量，?

q分別為參與散射的聲子的能量與波矢，G

n

為倒格矢。當激發(fā)與電子耦合較強的聲子時，晶格因該聲子模式產生的局部壓縮或拉伸，會引起電子能帶結構的局部畸變，改變能帶邊位置，影響載流子有效質量，從而調制電聲耦合散射率 [25] 。例如，在單層黑磷中，價帶電子與面外聲學支聲子之間的強耦合作用導致其帶隙在300 K時相對于零溫條件下減小了90 meV [19] 。當施加1%的拉伸應變時，1.2 THz和2.4 THz的面外聲學聲子模式被選擇性增強。這使得電子帶隙、載流子壽命和遷移率發(fā)生了顯著改變。此外，調控效果還可以通過改變聲學聲子的能量進一步優(yōu)化。由此可見，靶向聲子激發(fā)調控電輸運的策略為高性能二維電子和光電器件的設計和優(yōu)化提供了新的思路 [19] 。

此外，在光電轉換效率優(yōu)化方面，靶向聲子激發(fā)也扮演了重要角色。在光電轉換過程中，電子受激從價帶躍遷到導帶，由此產生電子—空穴對，其在半導體內部電場的作用下分離，從而產生定向移動形成電流。然而激發(fā)的電子會與極性光學聲子發(fā)生耦合，快速弛豫，損失其過剩能量，嚴重影響光電轉換效率。通過選擇性提高特定聲子的溫度，靶向聲子激發(fā)可以有效緩解這一問題。當利用太赫茲脈沖選擇性激發(fā)橫向光學聲子時，由于聲子間的耦合作用，激發(fā)能量被有效傳遞給與電子耦合較強的縱向光學聲子，導致其溫度升高，從而延緩受激電子的冷卻過程[26，27]。在太赫茲脈沖作用下，鹵化物鈣鈦礦CH3NH3PbI3中觀測到顯著增強的光致發(fā)光信號，證實了該機制[22]。這一機制不僅為突破傳統(tǒng)太陽能電池效率瓶頸提供了新思路，更為設計高性能光電器件奠定了理論基礎。

靶向聲子激發(fā)也可以主動調控離子擴散過程。在固態(tài)電池等離子輸運體系中，離子擴散系數是決定器件性能的關鍵參數。而離子的擴散過程同樣也依賴于聲子，在給定溫度下，離子會在其特定晶格位置發(fā)生熱振動，直到吸收足夠的熱能用于離子躍遷。因此，晶格振動和離子運動的耦合對擴散系數(

D

)至關重要。傳統(tǒng)的阿倫尼烏斯模型表明，離子擴散系數隨溫度升高呈指數增長，晶格振動的增強有利于離子克服活化能壘，從而增強擴散。然而，提高體系整體溫度可能引發(fā)材料相變等副反應，影響其他的物理化學性質。具體而言，擴散系數依賴于前置因子(

D

0 )、活化能(

E

A )和系統(tǒng)溫度(

T

根據過渡態(tài)理論，因子

D

0 會受到系統(tǒng)中多種振動模式的影響。通過選擇性增強對離子擴散起關鍵作用的特定聲子模式，改變遷移熵，進而影響因子

D

0 ，可實現(xiàn)在不改變體系溫度條件下的離子擴散調控過程 [28] 。例如，在Li 3 PO 4 體系中，對離子擴散貢獻較大的聲子分布在8—20 THz頻段內，僅需激發(fā)其中5個高貢獻的聲子模式，即可將離子擴散系數提升兩個數量級 [29] 。這一策略為發(fā)展高性能固態(tài)電解質和新型離子導體材料開辟了重要途徑。

04

總結與展望

與傳統(tǒng)研究中將聲子視為被動熱能載流子的思路不同，靶向聲子激發(fā)代表一種主動調控材料物性的新方法。該技術通過選擇性激發(fā)特定聲子模式，在保持材料本征結構不變的前提下，實現(xiàn)了對其物理性質的量子化精準調控。作為調控熱/電輸運、光電轉換及離子擴散等多種輸運過程的創(chuàng)新策略，靶向聲子激發(fā)不僅深化了對聲子—電子耦合、聲子—光子相互作用以及聲子輔助離子擴散等微觀輸運機制的認識，而且為能源材料優(yōu)化和新型功能材料設計提供了全新的技術路徑。

基于量子特性的靶向聲子激發(fā)在多個前沿領域展現(xiàn)出應用潛力：在量子效應方面，如聲子拓撲態(tài)[30，31]和手性聲子[32，33]；在量子技術領域，如聲子相干量子計算[34]、量子態(tài)轉換器[35]和固態(tài)量子存儲器[36]。具體而言，在量子技術領域，當量子態(tài)因與環(huán)境相互作用而喪失相位信息時，出現(xiàn)退相干，系統(tǒng)將恢復經典行為，而晶格振動(聲子)構成了固體的主要環(huán)境自由度。當量子系統(tǒng)(如量子位、激子或電子)嵌入晶體或納米結構固體時，不可避免地會與聲子發(fā)生相互作用。如電子與聲子發(fā)生彈性散射會導致其能級發(fā)生隨機波動，這些波動會破壞量子態(tài)之間的相干性。而與聲子的非彈性相互作用則會引起電子能級之間的躍遷，導致能量從電子系統(tǒng)流失到晶格，超導量子位可能會通過發(fā)射聲子從激發(fā)態(tài)衰減到基態(tài)。減輕退相干的一種可行策略即通過聲子帶隙或基底選擇設計聲子環(huán)境，減少散射。也可通過抑制或增強與量子躍遷強耦合的聲子模式，調控非彈性散射的可用相空間[37]。此外，其對電聲散射的調控也涉及光致超導[38]和光致相變[39]等方向。而靶向聲子激發(fā)的廣泛應用需要跨學科技術突破：實驗方面，不僅需要發(fā)展飛秒激光、太赫茲脈沖或電子束等技術實現(xiàn)模式精準激發(fā)，而且需要精進超快X射線衍射、超快電子顯微鏡等時間分辨技術實現(xiàn)探測；理論分析方面，還需進一步構建從第一性原理到宏觀動力學的多尺度計算方法，以探索更深層的物理機制和完善基礎理論框架。

致 謝感謝李保文、呂京濤、張力發(fā)、潘東楷、徐象繁、楊哩娜、李壽航、趙云山、劉世豪、孫強在本文撰寫過程中的幫助和討論。

參考文獻

[1] 電力規(guī)劃設計總院. 中國能源發(fā)展報告2024. 北京：人民日報出版社，2024

[2] Moore A L，Shi L. Materials Today，2014，17(4)：163

[3] Tao P，Ni G，Song C et al. Nature Energy，2018，3(12)：1031

[4] Wan X，F(xiàn)eng W，Wang Y et al. Nano Letters，2019，19(6)：3387

[5] Qian X，Zhou J，Chen G. Nature Materials，2021，20(9)：1188

[6] Shalaby S M，Sharshir S W，Kabeel A E et al. Energy Conversion and Management，2022，251：114971

[7] Minnich A J，Dresselhaus M S，Ren Z F et al. Energy & Environmental Science，2009，2(5)：466

[8] Cahill D G，Braun P V，Chen G et al. Appl. Phys. Rev.，2014，1(1)：011305

[9] Zhang W，Eperon G E，Snaith H J. Nature Energy，2016，1(6)：16048

[10] Shi P，Xu J，Yavuz I et al. Nat. Commun.，2024，15(1)：2579

[11] Mao J，Liu Z，Zhou J et al. Advances in Physics，2018，67(2)：69

[12] Shi X L，Zou J，Chen Z G. Chemical Reviews，2020，120(15)：7399

[13] Deng S，Yuan J，Lin Y et al. Nano Energy，2021，82：105749

[14] Liu C，Si Y，Zhang H et al. Science，2023，382(6676)：1265

[15] 黃昆. 固體物理學. 北京：北京大學出版社，2009

[16] Chen J，Xu X，Zhou J et al. Rev. Mod. Phys.，2022，94(2)：025002

[17] Wan X，Pan D，Zong Z et al. Nano Letters，2024，24(23)：6889

[18] Bakulin A A，Lovrincic R，Yu X et al. Nat. Commun.，2015，6(1)：7880

[19] Guo H，Chu W，Prezhdo O V et al. J. Phys. Chem. Lett.，2021，12(16)：3960

[20] Pan D，Li T，Wan X et al. Chin. Phys. Lett.，2025，42(7)：070801

[21] Bi Z，Bai Y，Shi Y et al. ACS Nano，2025，19(21)：19989

[22] Sekiguchi F，Hirori H，Yumoto G et al. Phys. Rev. Lett.，2021，126(7)：077401

[23] Gareev T T，Sasani A，Khusyainov D I et al. Phys. Rev. Lett.，2024，133(24)：246901

[24] Wu X，Néel N，Brandbyge M et al. Phys. Rev. Lett.，2023，130(11)：116201

[25] Giustino F. Rev. Mod. Phys.，2017，89(1)：015003

[26] Zhu H，Miyata K，F(xiàn)u Y et al. Science，2016，353(6306)：1409

[27] Yang Y，Ostrowski D P，F(xiàn)rance R M et al. Nature Photonics，2016，10(1)：53

[28] Gonzalez-Lafont A，Truong T N，Truhlar D G. J. Chem. Phys.，1991，95(12)：8875

[29] Gordiz K，Muy S，Zeier W G et al. Cell Reports Physical Science，2021，2(5)：100431

[30] Liu Y，Lian C S，Li Y et al. Phys. Rev. Lett.，2017，119(25)：255901

[31] Zhang X，Wang H X，Lin Z K et al. Nature Physics，2019，15(6)：582

[32] Zhang L，Niu Q. Phys. Rev. Lett.，2015，115(11)：115502

[33] Kim K，Vetter E，Yan L et al. Nature Materials，2023，22(3)：322

[34] Qiao H，Dumur é，Andersson G et al. Science，2023，380(6649)：1030

[35] Shen Z，Zhang Y L，Chen Y et al. Phys. Rev. Lett.，2023，130(1)：013601

[36] Liu Y，Sun H，Liu Q et al. Nat. Commun.，2025，16(1)：1207

[37] Onizhuk M，Galli G. Rev. Mod. Phys.，2025，97(2)：021001

[38] Fava S，De Vecchi G，Jotzu G et al. Nature，2024，632(8023)：75

[39] Liu W H，Gu Y X，Wang Z et al. Phys. Rev. Lett.，2023，130(14)：146901

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