早上醒来时唱着巨嘴鸟，看看天气预报，看看+28，穿上自己喜欢的短裤，到城市里走一走，从垃圾桶里赶走那些无礼的猴子，沿着棕榈胡同散步，坐在湖前的长椅上，喂养火烈鸟，记住准备工作到冬天再买一条短裤。 对于某人来说，这样的日子并不罕见，但是对于我们（我是指大陆气候区的居民）而言，这是一个真正的异国情调。 你问火烈鸟和巨嘴鸟与物理学有什么关系？ 尽管外来事物也不是物理上的外来事物，但在过程，物质和现象上却表现出与普遍接受的规范有所不同的事实。 今天，我们将只讨论其中一种现象-普通石墨中发现的第二种声音。 科学家发现它后，它中有什么如此具有异国情调，我们是否应该分享他们对这一发现的热情？ 我们通常会在哪里找到答案-不，不是在Google中，而是在研究小组的报告中。 走吧
理论撤退
第二种声音是该现象的一个相当有趣的名称，它仅间接地指代声音本身（可以这么说，它与套筒稍有接触）。 第二种声音是一种量子力学现象，其中热传递以波状方式而不是通常的扩散方式进行。 由于热的波传播与声波的相似传播相似，因此在该过程的名称中出现了“声音”一词。
声波是物质中分子密度的波动，但是第二声波已经是颗粒状热激发（声子和
and * ）的密度的波动。
Roton *是超流4 He（氦4）中的准粒子。
在相当小的物质清单和足够低的温度下发现了第二种声音的早期表现：
-2 He-通过将4He冷却至2.1768 K以下而获得的液态（
超流体* ）氦气；
-4 He，
3 He，Bi（铋）在1.2 ... 4.0 K的温度下和NaF（氟化钠）在凝结的固态下在10 ... 20 K的温度下。
超流*是具有零粘度的流体的一种特性，它可以使流体流动而不会损失动能。 换句话说，这样的物质（量子液体）在接近绝对零的温度下可以通过非常狭窄的孔和毛细管而没有摩擦。
但是，科学家并没有停止寻找其他物质的第二声音。 搜索产生了结果-在温度高于100 K的普通石墨中发现了第二声的迹象。
在他们的研究中，科学家使用光学测量了5-20微米长的石墨中的热传递。 观测结果与先前进行的计算完全可比，并且在理论上表明在高温（高达室温）下存在〜1μm刻度的第二声音。
研究人员提醒我们，在普通的非金属固体中，热量是通过晶格振动或
声子* （不要与光子混淆）传递的。 在大约10 K的理想（实用）晶体中，声子可以在微观距离传播而不会发生散射，这会导致弹道热传递。
声子*是晶体原子振动运动的量子。
在室温下，由于声子-声子散射的高速度，声子处的平均传热长度非常小，因此，由于在宏观距离上的扩散，热量得以传播。
作为一种现象，第二声音位于弹道和扩散传热之间的某个位置。 这种中间模式称为声子流体动力学。 在这种情况下，通常的声子-声子散射会更频繁地进行，其中总声子动量会减小，并且
转移过程*的发生可能性较小。
传递过程* -准粒子在晶体中碰撞时，直到互易的晶格矢量都实现了动量守恒定律，但仅靠法向散射不足以使热通量散射并使晶格返回热平衡状态。 取而代之的是，声子总体弛豫为“有偏”的玻色-爱因斯坦分布，其特征是漂移速度非零，这与气体中分子的流动相当。 这允许热波（声子密度波）以低于声速的速度传播。
研究成果
在为实际实验做准备时，科学家们进行了计算，并熟悉了之前所做的一些理论预测。 他们发现，在正常散射和超调之间的时间间隔（τN <t <τU）中应该会出现第二种声音。 根据理论预测，建立了石墨烯的实验纳秒规模。 由于无法使用常规温度传感器确定传热，这使研究过程变得复杂。 因此，科学家转向激光寻求帮助。 更准确地说，当两个短（60 ps）激光脉冲在样品表面上相交时，使用了过渡热光栅（
1A ）方法。
图片编号1激光“握手”形成一个空间正弦的热源，其周期（
L ）由光学干涉图案决定。
由于热辐射，形成了一个“热晶格”-沿样品表面的空间正弦温度场（∆T（t，z）cos（qx），其中q =2π/ L是热晶格的波矢量）。 随后，由于热传递，该热格栅衰减。 热膨胀产生表面位移或“脉冲” u（t）cos（qx）的耦合正弦调制，该调制充当激光辐射的过渡衍射光栅。 因此，由热传递引起的热光栅的衰减（衰减）通过连续波探测激光器的时间依赖性衍射来控制。 衍射光束叠加在来自同一光源的参考光束上，用于光学外差检测。
高取向热解石墨是本研究的主角，即样品。 样品是晶粒大小约为10μm的多晶体，所有晶粒的轴位置均垂直于样品本身的表面。
最初，在样品上使用515 nm的光以在〜30 nm的光学趋肤深度处创建初始热光栅。 传热过程在两个方向上进行：沿着热网格的表面（在平面中）和垂直于表面（横向平面）的方向。 石墨横向平面内的传热比平面内的传热弱约300倍。 因此，在横向平面上的热扩散深度比热晶格的位置小得多。
根据热扩散（τ=
L 2 /4π2⍺），在一维介质中，过渡热晶格呈指数衰减。 该说法在实践中得到了证实：在300 K的温度下，检测到指数衰减的迹象（
1B ）。 在
L （晶格周期）等于37.5μm时，获得11cm
2 / s的热扩散率。
随着晶格周期的减小，上面给出的热扩散公式不对应于常数⍺（热扩散率）。 晶格周期越短，过渡热晶格（
1C ）的衰减/衰减就越慢。 这与传热扩散模型的预测不一致。
图片编号2曲线
2A显示了当温度降至85 K时的显着变化。在300 K的温度下，信号单调衰减，但在85 K的温度下，当信号降至零以下时会发生阻尼振荡。 对于外差检测，转变热晶格信号的符号变化意味着晶格的空间相位已偏移π。 换句话说，表面位移（包括温度）的局部最大值和最小值的位置相反。 过渡热光栅的这种行为可与热
驻波*相媲美。
驻波*是分布式振荡系统中的一个波过程，其空间最大值和幅度最小值交替且稳定。
在扩散版本中，热量从较热的区域转移到较冷的区域，并且最大值和最小值不能互换。 也就是说，这种观察是热波传播的显着特征。
图
2A中的插图显示，随着晶格周期增加，波状动力学的频率降低。 观察到的线性关系表明速度为3200 m / s。 这是一个重要的观察结果，因为过渡热光栅信号通常会由于表面声波而包含振荡，但是它们的速度要低得多。 假设表面声波的速度约为1480 m / s，接近于缓慢的横向速度，而快速的横向速度为14700 m / s，则纵向速度甚至更高。 还值得注意的是，如果存在声波，它们不会随着背景温度或晶格周期的增加而消失。
为了模拟这样的动力学，科学家将线性化的玻尔兹曼输运方程与一个完整的三声子散射矩阵应用于一维过渡热晶格中。 以前，使用类似的方法确定石墨烯和石墨的热导率。 但是，该技术在某种程度上受到限制，如果不是针对描述不稳定频率和非均匀玻尔兹曼输运的格林函数频率计算方法的新研究，则无法应用。 图
2B精确地显示了这些Green函数，它们以谐波平面波的形式描述了声子群对热源的反应。
科学家根据上述方法进行的计算使了解热光栅幅度随时间的变化成为可能。 在300 K的温度和不同晶格周期下的计算表明，过渡热晶格的指数衰减与实验（
1C ）完全一致。 在温度为85 K时，格林函数的频率给出一个共振峰（
2B ），这是第二种声音的特征，并导致阻尼振荡（
2C ）。 所有计算的数据都与实验数据完全可比-甚至包括第二个声音在过渡热晶格的较大时段消失的事实。
计算表明，第二声的速度（考虑到
2C处的频率共振峰的位置）为3650 m / s。 这样的指示器将石墨与检测到第二声音的许多其他材料区分开。 在它们中，第二声的速度比声子的最小速度慢。 石墨也是令人惊讶的，因为它具有缓慢的横向声学模式的非常低的速度。 这种模式令人印象深刻的非谐性和状态密度会导致强烈的法向散射，并为声子的流体动力传递创造条件。
图片编号3上图（
第3张 ）显示了在10μm的恒定周期和不同温度下的过渡热光栅数据。 在104 K甚至125 K时都观察到振动行为，但是当温度达到150 K时，它完全消失了。 当温度降至50 K以下时，也会发生相同的情况。
该图还显示了当声子散射速率设置为零时，在弹道模式下在50 K时的模拟响应。 而且很明显，弹道模式下的响应失败消失了。 即，在50K的温度下第二声音的消失对应于过渡到弹道模式期间的期望。
图片编号4对数据进行建模表明，可以在50到250 K的温度范围内出现第二种声音。温度越高，传热长度越短：在
L = 10μm时，温度“上限”约为150 K，但在
L = 1.5μm时已经存在最高250 K时会观察到第二声。
在低温和短晶格周期下，声子散射消失，热传递变成弹道。 如果存在高温和长时间，则热传递将缓慢进入“准扩散”模式。
石墨在同位素方面也很出色。 也就是说，更早的时候仅在同位素纯净的固体中观察到第二种声音（如果忽略，根据科学家的说法，不会考虑在SrTiO
3中的观察）。 但是实验中使用的石墨不是同位素纯的，这表明该物质的声子流体动力学具有独特的性质。
为了更详细地了解研究的细微差别，细节，方法和计算，我强烈建议您研究一下
科学家的
报告和其他材料 。
结语
有时，外来现象或特性隐藏在最普通且不起眼的物体中。 这项研究证实了这一点。 第二种声音是一种外来现象，以前仅在非常“奇怪”的物质中和非常极端的条件下才能观察到。
科学家认为他们的工作对于声子流体动力学的一般研究很重要。 了解这种情况将有可能在微电子学中使用石墨和石墨烯作为散热材料。 科学家们还相信，他们的工作将加速对微米和纳米级运输过程的操纵和控制的研究。
我们对周围的事物了解甚多，但与此同时，这些研究却相反。 此知识是否有限制？ 只要有科学家的好奇心和热情-不。
谢谢大家的关注，保持好奇心，祝您工作愉快。
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