滑移铁性：一种低能激发习惯 | Ising专栏

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为撰写本文，Ising 费了老鼻子力气了。尚未知暑假期间有无读者读之^_^。

物理学中，就参与人数而论，凝聚态物理是其中绝对霸主，表现和效果都足够牛气而自满于天下。然而，能被凝聚态物理很好理解的那部分物质，其实尚不及寰宇物质之万一。这么说，熟悉物质科学的人们，大概不会过度反对！众所周知，物理学，本质上擅长由简及繁、由理想而现实。凝聚态中被理解得最透彻的物态，是晶态，即满足某种简单对称性的晶体结构。其中最简单的起点，当是满足平移对称的低维晶体 (及至三维 3D 晶体)。即便是将平移对称推广到广义的严格周期 / 对称性，所囊括的物质种类和数量，也还不及寰宇物质之万一。其它的凝聚态，多是非周期或无序物态，这是事实！

为何凝聚态物理喜欢如此严格周期性的物质形态呢？Ising 瞎掰，有两个理由：(1) 在物理逻辑上，晶态的空间涵义明晰。从一个周期单元开始，到多个单元排列，再到无穷多个单元通过周期重复，即可得来晶体的全部。(2) 物理探测，特别是作为凝聚态结构探测主体的光谱学，都基于周期结构的波动动力学而解构物质结构。由此，量子力学和固体物理，就使用了波动方法去处理周期结构中能量、动量，其结果严格、简单、直观。

对晶体而言，平移对称性的存在，意味着体系处于基态。即便扩展到其它对称结构，只要是严格周期排列，依然可用这种泛化或一般化的平移对称来分析。这是晶体作为凝聚态物理主体承载体的必然属性，也是物理学优美精确的一种体现。

如果这种严格的周期和对称性不存在，那该怎么办？或者说，对那些多得多的、缺失某种周期性的凝聚态物质 (气体除外)，凝聚态物理该怎么办？事实上，物理人有一些拓展的尝试，但远没有想象的那么成功。其中一个例子，是准晶 (quasi - crystalline form)。对准晶周期性的描述，不得不借助两种或以上满足无理数 (irrational number) 标度的周期结构单元进行堆砌，以宣示准晶是一种具有特定对称性的广义晶体。这方面，大数学家 Penrose 用他那著名的Penrose 方块进行堆砌，奠定了其中几何基础。后来的数十年，凝聚态物理发展了基于准晶概念的各种准周期结构，但依然还是在“晶体”范畴内讲物理的故事。

超越晶体和准晶，对那些占据寰宇物质绝大多数的非周期或无序结构，如果按照能带理论和晶格动力学那种高标准、严要求、严格可解，物理人似乎没有多大招数。特别是无序体系，除了一些基于大样本统计的物理描述外，物理人缺乏足够好、足够多的优美物理，连安德森对此也似无可奈何。从这个意义上看，物理人实在是太难了！

图 1. 凝聚态中低能激发的几个例子。

(A) 铁磁体中被激励的自旋波及其传播。(B) 超导薄膜中超导序参量的涡旋 - 反涡旋结构，是体系从超导态向正常态转变过程中的激发态。(C) 具有自旋 - 轨道耦合的磁性体系中，可能出现磁 skyrmion 形态，亦是一种低能激发结构，具有非平庸拓扑性。(D) 固体异质结界面处，上下晶格周期之比是非公度的 (incommensurate)，展示出所谓的相位子形态 (phason)，可以传递热量 (声子)。

(A) From https://owlcation.com/stem/What-Are-Phonons-Magnons-and-Their-Applications-to-Spin-Wave-Theory。(B) From T. M. Klapwijk et al, IEEE Transactions on Terahertz Science and Technology 7, 627 (2017), Sketch of a vortex-anti-vortex pair in a uniform superconducting film, https://ieeexplore.ieee.org/document/8086223。(C) From https://phys.org/news/2018-06-skyrmionsexotic-quasiparticles-revolutionise.html?deviceType=mobile。(D) From Evan Constable, Cooking with Phason Gas, Physics 15, 193, Dec. 14, 2022, https://physics.aps.org/articles/v15/193。

除此之外，物理人针对非周期或无序结构的探索，还有另外一番炉灶！即从周期结构开始，以其为基态，去研究由此演化来的激发态 (excitations)。当这样的激发态数目随激励能标升高而急剧增大时，可以预期，无序态就近在咫尺了。但这个“近在咫尺”，就如科罗连科的散文诗《火光》一般不可捉摸：

很久以前，在一个漆黑的秋天的夜晚，我泛舟在西伯利亚一条阴森森的河上。船到一个转弯处，只见前面黑黢黢的山峰下面一星火光蓦地一闪。火光又明又亮，好像就在眼前……。“好啦，谢天谢地！”我高兴地说，“马上就到过夜的地方啦”！船夫扭头朝身后的火光望了一眼，又不以为然地划起桨来。“远着呢”！(文字取自网络)

读完这散文诗，物理人便再一次施展就简勿繁的逻辑，先关注其中的低能激发态，将基态对外场的响应用“线性函数”表达。至于后面是否能一步一步最终走向高度各态历经 (遍历性 ergodicity) 的无序结构，可能不是这辈子物理人的事情。注意到，这样的逻辑，才是物理学的精华与核心，值得铭记并激励物理人探索如何让“机器学习”(AI) 也能明白个中奥秘！

事实上，凝聚态物理一向都是这样干的。对严格周期的晶格，包括原子晶格和量子各个自由度构成的点阵，如电荷序、自旋序和轨道序构成的“晶格”，Ising 道听途说相对多一点的物理，有两大类，权作举例：一是晶格动力学 (声子)，一类是磁性自旋序。前者属于较高能标的物理。其中的激发态，是热涨落、外场或任何与之有能量交换的过程都能激励的声子。与之对应，形成了丰富的声子谱学，包括红外、布里渊和拉曼谱学等分支。后者，则可划分为低能标物理。其中，从铁磁 / 反铁磁等长程基态中衍生来的自旋波 (spin wave)、涡旋对 (vortex - antivortex pair)、skyrmion 等，更不要说传统的磁畴壁了，都是其低能激发态。它们就像准粒子一般，可以在系统内到处游逛 (不是说自旋真的可以跳动，而是说这些准粒子通过 spin - flip 而实现运动)。如果将对象推延到高度自旋阻挫体系 (frustrated magnetism)，会有更多激发态，如自旋冰、Dirac 弦、磁单极和各种低能标的量子磁性激发等。现代磁学和自旋电子学，未来更多的着力点，一定会落在这些激发态上，原因很简单：(1) 物态对外部刺激而展现性能时，实际上展现的就是低能激发态；(2) 只有理解了低能激发，才能最终提升对无序态的理解水平。

对超越平移对称的准晶，理论上也可见样学样，去计算其声子谱和有序态性质。但是，我们在提取其中低能激发态信息时，就遭遇到困难。同样是时至今日，对其中的低能激发态及潜在应用，并无太多结果展现出来，对准晶低能激发物理的了解亦不多。Ising 坐井观天，只知零星半点。例如，对非周期结构 (准晶也算非周期之一)，物理人曾讨论过一种基于水力学激励模式的所谓“振幅子 (amplitudon)”和“相位子 (phason)”，可作为准晶晶格动力学的重要内涵。感兴趣的读者可参阅 2008 年 Elsevier 出版社出版的 Handbook of Metal Physics 之一章“Phason modes in aperiodic crystals”(M. de Boissieu et al, in Handbook of Metal Physics, Elsevier B. V. 2008, ISSN 1570-002X)。有关这类准粒子的细节，Ising 是外行，无法详述，只知道它们可以是无能隙 (gapless) 的、亦可以展现激发能隙，是一种基于周期晶格动力学的畸变描述。

图 2. 所谓相位子 (phason) 及其滑移 (sliding) 的图像说明，完全源于 Ising 读书所悟，不代表描述是正确的。

(上) 体系由两部分构成：粒子之间由弹簧连接的一维粒子链，处于孤立基态时粒子间距为 b，粒子由空心圆点表示。现在，将粒子链浮于 (floating) 一刚性基底上。基底对粒子链的作用，用一周期势函数表示，其深度为l、周期为 a。注意到，这里假定周期比 (a / b) = 无理数、a 可以比 b 大很多 (图中所画 a 与 b 相若乃是为视觉方便)。当基片势函数施加到粒子链上时，那些粒子就会通过滑移 floating sliding 的方式，偏离原来基态位置 (实心圆点表示)。此时，粒子链与基底一起形成一个异质结构 (heterostructure)，粒子的分布呈现某种非均匀的亚结构 (激发态)，用“相位子”来描述。势函数深浅，表示粒子链与基底之间耦合 / 键合强弱。

(中) 当势函数很浅时 (l 很小)，体系演化呈现非锁定模式 (A)。每个粒子对应的势函数位置，可视为对原来基态位置的某种偏离，乃通过无能隙相位子滑移 (sliding) 模式进行，形成所谓的“悬浮态 floating phase”。

(下) 当势函数很深时 (l 很大、代表粒子链与基底互作用增强)，体系进入所谓锁定模式 (B)。每个粒子同样通过滑移而显著偏离原来基态位置，陷入到势函数底部，或者说完全被势函数锁定。此时，粒子链处于有能隙的、稳定的相位子模式。

注意到，假定一开始，粒子链周期 a 与基底势函数 b 之比是非公度的 (incommensurate)，则当势函数很深时 (l 很大)，粒子周期 b 终究会被势函数周期 a 公度化，出现非公度 - 公度转变 (incommensurate - commensurate transition, IC - C 转变)。这种转变，也是相位子滑移模式 (sliding phason mode) 的结果。

From M. de Boissieu et al, in Handbook of Metal Physics, Elsevier B. V. 2008, https://dx.doi.org/10.1016/S1570-002X(06)02005-2。

“相位子 phason”概念对 Ising 而言是新的，很多读者可能也较少碰到，但鉴于本文主题，在此多写几句。Ising 囫囵吞枣、现学现卖；不求严谨，但求通俗易懂。

所谓“相位子 (phason)”，原本似乎是为了描述准晶而引入的一种水力学模式，至少 Ising 是这样理解的。以图 2 所示的 Frankel - Kontorova model 来描述之，详细内涵可见图题。这一模型的处理对象，是具有相互作用、具有严格周期性的一维粒子链 (周期为 b)。将粒子链沉积到一刚性基底上，构成一垂直耦合体系。注意，这里的“沉积”，未必是传统意义上的 deposition，而只是说在基底上放置一根粒子链，就像将粒子 floating 于基底上一般。基底对粒子链施加的激励，可用一周期势函数表示：势函数深度为 λ、周期为 a (注意 a 可远大于 b)。现在的问题是：对这样一个耦合体系，如何描述粒子链的低能激发态？

很显然，来自基底势函数的激励，会导致原本满足平移对称的粒子位置发生畸变。看起来，粒子们似乎是向两侧发生 sliding 来完成这种畸变。依据激励的结果，大致可分为“非锁定模式 (unlocked mode)”和“锁定模式 (locked mode)”两类，如图 2 所示。类似的图像，当然可推广到二维和界面体系，以囊括一大类多维界面耦合问题。为了描述之，物理人引入了“相位子 phason”的概念。这一概念，在简化近似下有严格的物理推演和数学基础，限于篇幅，在此不作展开。笔者基于最简单的图像作一些科普，如图 3 及图题所述，亦不再在正文中过多重复。

基于这一图像，我们能分解这般“相位子”模式下的滑移激发谱。在“非锁定模式”下，因为基底施加的周期势很浅，激发应该是无能隙的 (gapless)、没有相变，粒子就像悬浮物一般 (floating phase)。反过来，如果激发是在“锁定模式”下，因为基底势函数很深，粒子的滑移相位子激发可进入有能隙 (gapped) 模式。假定 a >> b，通过整体晶格畸变，粒子链发生调制，形成如“密度波 (density wave)”一般的空间调制形态。这样的滑移调制形成的 phason 模式，正如图 2 所示，完全偏离原来的周期结构。

有了这一简单图像，物理人可在很多凝聚态体系中找到其具体应用。就 Ising 较为熟悉的认知，姑且讨论一个例子：晶体基底上外延生长晶体薄膜。这是一个广谱常见的例子，相信大多数读者都觉得稀松平常。然而，细致讨论，特别是基于小能标的量子材料层面去展开讨论，也还是有点意思的。

(A) 首先，考虑最简单的模式。假定薄膜与基底具有相似晶格，界面处原子键合足够强，即可实现强共格外延。此时，薄膜晶格被共格驱动滑移，最终达到与基底晶格一致，晶格动力学在界面处实现跨越。不过，细细品味，如果基底与薄膜间键合足够强，强到 ~ 10 eV 或更高，对凝聚态已是高能标，讨论之意义不大。虽然沿面外方向继续延申，薄膜晶格终究会弛豫到原本晶格结构，但这一弛豫可认为是宏观的、连续均匀的，不大会留给 phason 什么机会。这是较为简单的经典物理，被广泛接受。

(B) 其次，考虑原子键合很强、但晶格对称性迥异的模式。对这一模式，似乎难以给出众所周知的实例 (实际上，下文就会给出一例变种^_^)，部分原因是物理人不会去尝试此类“事倍功半”的“愚蠢”劳动。毕竟，薄膜外延才是追求目标，选择晶格对称性迥异的配置，就不是奔着做成事情去的。不过，纯粹从基础视角看，这样的探索是有价值的。面外原子键合 (~ 10 eV) 与薄膜面内原子键合 (键合能也在 ~ 10 eV) 之间对抗竞争，可能导致薄膜内出现键合“阻挫”。此时，要薄膜在宏观尺度上完全服从基底晶格、实现宏观外延，会因为能量太高而不可能发生。反过来，因为这种“阻挫”，界面附近的一些低能标、局域的激发结构，可能会有机会：还是那句“山中无老虎猴子称霸王”的老话。此类问题，似乎还很少被研究、算是空白区域。

(C) 再次，界面原子弱键合模式。这是 van der Waals (vdW) 和二维材料界面的外延模式。相对于晶格强耦合的两类模式而言，这是另一个极端。单层或少层薄膜的面内原子键合，远比面外键合 (~ meV) 强。此时，薄膜与基底晶格是否匹配，在晶格动力学 (声子) 层面影响不大。但是，这样的体系，最便于读者去理解 sliding，因为层间原子键合很弱，层与层之间可以“相对滑动 sliding”、“随意漂浮 floating”。

图 3. Ising 理解的 phason 之粗浅物理涵义。

这里，粒子链置于 R_par 轴线上，空心圆点是基态下粒子链中各粒子位置。它们排列满足严格周期性，间距为 b。基底对粒子链施加一刚性周期势函数 (周期为 a₀、振幅为 λ₀)，如纵轴 R_perp 方向的虚线所表达，称为 modulation function。从最粗暴角度，可将这一势函数当作是图 2 中的基底势函数。各粒子位置如 R_par 轴线上的实心圆点所示。

这一配置，可类比为：选择 R_par = 0 处粒子为原点，基态位置处于 R_par = b 处的粒子被位移 (displaced、slided) 了一段距离，对应于刚性势函数沿 R_perp 轴方向移动一相位 ϕ₀ (phase shift)，如图所示。基态位置在 R_par = 2b、3b、4b… 处的粒子，其 sliding 后的位置以此类推，对应的 phase shift 分别是 2ϕ₀、3ϕ₀、4ϕ₀。相位 ϕ₀ 可近似被看成是粒子链 phason 的几何性质之一，注意到 (a₀/b) 是一个无理数。

针对“晶体基底上外延晶体薄膜”这一特定主题的讨论，涉及的都是大能标物理，物理图像亦是经典的。在这一主题下，有无小能标的过程或效应可以展现？有的，而且还不少，且多处于凝聚态和量子材料的前沿。最著名的范例，就是双层石墨烯旋转魔角后的物理 (magic twisting)：魔角层间耦合，归于标准的 vdW 范畴。将两层晶格错开一二或选择一转角，不算什么离奇之事，因为这种操作导致的能量变化不大、与 vdW 层间耦合相若。但是，转角导致的 Moire 条纹相，却给原本一枝独秀的电子层内输运以巨大阻碍：一枝独秀枯萎了，各种量子材料新效应就揭竿而起！我们知道，双层甚至少层 vdW 体系魔角物理，已成为量子材料攻城略地的成功代表。

那好吧，这样的新领地，自然给物理人更多刺激和灵感。不妨展开分析一二。

第 I 类，是诸如 vdW 组成的魔角体系，其特点是：层间耦合弱、层内耦合强，二维结构特征使得层内载流子输运的动能能标不那么大，很容易受到内禀或外部涨落的巨大影响。制成这样的魔角体系，带来的后果是：(1) 层间能否共格外延 (是否发生层间旋转错位)，对层内晶格周期性几乎没有影响；(2) 层间耦合的变化，虽然引起能标变化不大，不足以影响面内晶格结构，但层间转角足以显著影响载流子波函数在层间的干涉相长相消，载流子输运会被显著压制；(3) 压制载流子输运，相当于平带物理增强、强关联效应显露，新的量子物理就有机会粉墨登场。

由此，物理人马上就可联想到第 II 类体系：依然是传统的、层间原子强键合的晶体异质结。层间强键合，导致薄膜晶格被动畸变。即便这种晶格畸变不大，对晶格本身算不了什么，但对层内小能标物理的影响就可很显著。例如，薄膜的局域自旋序或电荷序，都是相对小能标的效应，就可能被显著调制。

行文到此，笔下文章已很是啰嗦，但也正靠近第 II 类物理：有关自旋结构演化的“滑移相位子 sliding phason”模式，似乎可以登台了。

特别提醒，说自旋结构 sliding，不是指自旋“真的”在晶格中跳跃，而是指 spin 们通过各自 flip，使整体自旋结构看起来 shifting 了！

来自德国那所以量子材料研究闻名的卡尔斯鲁厄大学物理研究所 (Physikalisches Institut, Karlsruhe Institute of Technology) 的知名学者 Wulf Wulfhekel 教授，带领他的团队，与来自法国斯特拉斯堡大学 (Université de Strasbourg)、比利时列日大学 (Université de Liège)、德国德累斯顿固体材料研究所 (IFW Dresden)、法国索邦大学 (Sorbonne University) 和德国亚森大学(RWTH Aachen University) 等机构的合作者一起，开展了这一主题的研究，取得重要进展。最近，他们将相关研究结果刊发在《npj QM》上，引得同行瞩目。

图 4. (A) Fe (111) 晶面上磁织构 (magnetic texture) 的重排 [atomic and magnetic structure of Fe / Ir (111)]。(B) 模型模拟得到的 3 × 5 磁织构图像 [atomistic spin simulation of the 3 × 5 commensurate magnetic texture]。磁织构由一束一束局域磁团簇组成。这些团簇交替有序排列，构成一个 3 × 5 的超点阵，详细描述见图中文字说明和文章原文。

一如既往，Ising 匆忙读书，录下几条读书笔记，正好给如上空泛讨论提供一些实物证据：

(1) 关注体系：基底是立方晶格的 Ir，基底表面是 Ir (111) 面，呈现六角对称晶格 (hexagonal lattice)。在其上沉积体心立方的 Fe 单原子层。注意到，Ir 和 Fe 都不是 vdW 或层状材料，而是三轴各向同性的体系，面内面外原子键合都足够强大。

(2) 沉积 Fe 单层原子晶格，毫无疑问被基底全面约束，形成 hexagonal 排列。而且，Fe 的晶胞参数也被 Ir (111) 完全约束，毫无弛豫余地。这一结果易于理解，因为源于基底施加的晶格势函数足够深！很显然，基于这两点，这里要讨论的物理，显然不是原子晶格本身。

(3) 众所周知，体心立方 Fe，具有很强的 <001> 面磁各向异性，自旋铁磁排列、指向 [001] 方向。也就是说，自旋晶格是 square 正方格子，与 (111) Fe 原子层的 hexagonal 原子晶格对称性不一致。正如前文第 (B) 条所展示的，如此大的晶格失配，很可能导致自旋结构出现“sliding phason”。更进一步，这里 (111) 面晶面常数与 (001) 面晶面常数之间，必定是非公度的 (incommensurate)、无理数 (irrational) 的比例关系。

(4) 注意到，Fe 的自旋交换耦合即便再强，其交换能与晶格原子键合能比起来亦是小量，正好对应于图 2 中“(B) 锁定模式”。如此再一次宣示：单层 Fe / Ir (001) 异质结中的自旋结构，会按照“相位子 phason”的物理行事 (Wulfhekel 他们给出这种 sliding 的能标大概是 0.001 ~ 0.1 meV，太小了)！这里，读者可感受到，Wulfhekel 他们选题是如何“别出心裁”。这，大概是好的研究工作之开始。

(5) 果然，Wulfhekel 他们利用超高品质和自旋分辨的 (spin - resolved) STM，成功揭示出这一体系的自旋结构演化：由原来 [001] 取向铁磁态，通过相位子滑移 (sliding phason mode)，转变为 3 × 5 调制磁结构，或者称为“磁织构 (magnetic texture)”，如图 4(A) 所示。现在可以说，这一磁织构正是图 2 所示的“phason”物理的典型范例。

(6) 按照 Wulfhekel 他们的理解，这些所谓 Fe (111) 面的磁织构 (magnetic texture)，其每一束，实际上是几个近邻自旋耦合起来形成的团簇。每一团簇内的自旋都是择优取向的。基于包括 Dzyaloshinskii - Moriya 互作用 (源于自旋 - 轨道耦合) 在内的经典自旋哈密顿模型，实验看到的磁织构排列能被很好重现出来，如图 4(B) 所示。

(7) 行文到此，Wulfhekel 他们似乎还有些意犹未尽，因为所有基于静态观测结果而构建出来的、与 sliding phason mode 的联系，都是基于推理的结果。要真实展现这种 sliding mode，需要实时操控之。果不其然，他们成功地借助 STM 针尖，对 Fe (111) 面局域磁织构施加隧穿电流操控 (针尖偏置电压 U = 80 mV + 微波激励电压 U_ac = 27.2 mV / 频率 2 GHz)，驱动了局域磁织构发生 sliding，从一个位置 sliding 到临近另一个位置上 (sliding 势垒 0.001 ~ 0.1 meV)。图 5(A) 所示，乃是一较大区域内 STM 驱动的磁织构发生滑移的过程。微区内磁织构 STM 高分辨区域的行为，显示于图 5(B)。特别注意到，针尖记录下的、伴随织构滑移的整流电流 (rectified current)，如图 5(B-b) 所示，清晰地复现了这一 sliding sequence。

图 5. STM 针尖操纵 sliding phason 模式实现磁织构的移动和重排。

这里，并非是针尖真的将自旋从一个位置移动到另一个位置，而是指针尖操控自旋翻转 (spin - flip) 实现磁织构 shifting。(A) 所示为大尺度范围的 STM 图像，(B) 所示乃是小尺度区域的 magnetic texture 发生 shifting 的过程。特别提及图 (B-b) 中针尖探测到的“整流电流”变化，标记了 magnetic texture 从一个位置“滑移”到近邻位置的实时过程。详细描述见图中文字说明和文章原文。

这一 sliding phason 模式，可能是作为大同行的笔者所看到的、最漂亮的磁织构滑移观测结果：栩栩如生、直接明晰！这一观测，展示了内禀调制 (晶格原子对称性) 和外场 (STM tip) 是如何驱动磁织构的。这一实验本身，包含了精妙的体系选择和物理设计，令人印象深刻。

当然，这样的局域表征和操纵，在其它一些量子材料中也有所展现。事实上，凝聚态中自旋密度波 (spin - density wave phase) 和电荷密度波 (charge - density wave phase)，都有此类 phason 激发的影子！

最后，需要提出，Wulfhekel 教授他们展示的这一磁性“相位子滑移”，让 sliding 这一名词再次展现于读者眼前。2016 年吴梦昊提出了二维材料的滑移铁电理论，并被后续大量实验证实和拓展，促使不同维度结构的“界面滑移”作为材料调控、功能实现和新物理的源头机制开始受到高度关注。这里的 sliding 载体，并不是二维材料，但其中牵涉的能标，与二维滑移铁电模式大致相若 (<< 0.1 meV)。站在更广阔的视角去看，我们能从固体中 (1) 位错及其运动 (塑性变形)、(2) 孪晶及其运动 (切变与形状记忆)、(3) 二维材料 (滑移铁电)、(4) 异质结磁结构滑移等效应中看到 sliding phason 物理的不同面目！凝聚态和量子材料的低能激发过程，是如此丰富和多面性，令人心动。另外，也能看到，滑移 sliding，是相位子这一低能激发最有效的途径之一。从这个意义上，本文取标题“滑移铁性”，就有了丰饶和开放的意涵，注意到“铁性”包含了“铁电”、“磁性”和“铁弹”。

雷打不动的结尾：Ising 乃属外行，描述不到之处，敬请谅解。各位有兴趣，还请前往御览原文。原文链接信息如下：

备注：

(1) 笔者 Ising，任职南京大学物理学院，兼职《npj Quantum Materials》编辑。

(2) 小文标题“滑移铁性：一种低能激发习惯”乃感性言辞，不是物理上严谨的说法。这里，只是将吴梦昊的“滑移铁电”名称借用来做大旗，展示小能标物理中“相位子滑移”的有趣性质和新颖物理。原来，广义的晶格滑移是具有广谱意义的量子材料效应，值得关注！

(3) 小词 (20240722) 原本描绘的是白天鹅从湖川水面起飞的过程。飞翔，就是滑移 sliding。天鹅们起飞的过程，类似于这里的“相位子滑移”，动感十足！清晰视频可见： https://www.toutiao.com/video/7363912880422552104/。 https://www.toutiao.com/video/7172110781268853285/。文底动画来自网站 https://giphy.com/gifs/headlikeanorange-bird-swan-bewicks-Nu95TFVHc3UNW。

(4) 封面图片来自 Wulf Wulfhekel 他们的论文，展示了 STM 操控磁织构通过 sliding phason 实现演化。

本文系网易新闻·网易号“各有态度”特色内容

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