手性诱导的自旋选择性（CISS）是一种显著的现象，其中电子通过手性系统传输时会产生高度自旋极化的电流，即使在室温下且没有磁场或强原子自旋-轨道耦合的情况下也是如此。尽管CISS在分子系统中已经被广泛研究，但其微观起源仍然存在争议，部分原因是由于纳米尺度分子固有的实验限制。在这篇综述中，作者重点讨论了手性固体中的CISS，并根据时间反演对称性将其分为两类：CISS(I)，这是一种与共线电流诱导的自旋极化相关的偶数响应；以及CISS(II)，这是一种在非平衡条件下涉及反平行自旋对形成的奇数响应。作者进一步提出了一个基于传输测量的操作性定义，以便与实验结果直接比较，包括在分子系统中的磁导率研究。最近关于手性金属和超导体的实验也在这一框架内进行了讨论，这些实验突出了自旋极化的增强、非局域自旋传输以及结构手性和磁手性之间的对称性转换。
1. 引言
手性诱导的自旋选择性（CISS）最近引起了纯化学、应用化学和物理学的关注。CISS可以描述为电子通过手性分子后产生自旋极化电流的现象。自旋极化的方向取决于分子的手性，并且与电流方向平行或反平行（共线）。CISS最引人注目的方面是其自旋极化的强度，即使在室温下且没有显著的原子自旋-轨道耦合（SOC）的情况下，这一强度也超过了60%，这一点通过光电子发射分析得到了明确证明。虽然已经提出了许多微观机制，但选择其中一种机制的实验依据仍然困难。除了这些使用有机手性分子的CISS实验外，人们还预计手性金属也应该成为自旋极化器，这被称为Edelstein效应：根据固态物理学的理论结果，假设带结构，手性导体可以由于刺猬型费米面而产生自旋极化电流。自旋极化的方向与电流方向平行或反平行，这取决于分子的手性。从这个意义上说，CISS的对称性与共线Edelstein效应完全相同。然而，其自旋极化强度很小，并且受到SOC的影响。因此，尽管CISS的对称性与共线Edelstein效应相似，但实验观察到的幅度、非局域性和与Onsager互易性的明显偏差表明，可能涉及超出传统自旋-轨道耦合描述的额外机制。在这篇综述中，作者将描述在固体中的CISS效应，其中共线自旋极化的程度超过了基于原子SOC或Edelstein效应的理论极限。使用手性固体而不是手性分子的一个明显优势是，可以利用固态物理学中的理论和实验方法，例如玻尔兹曼方程和自旋电子学测量。除了利用固态材料的上述优势外，手性晶体导体在理解CISS方面还有另一个重要原因。尽管CISS可以理解为自旋滤波器或自旋极化器的简化概念，但还有许多实验结果超出了这种理解。特别是，有研究表明，在非平衡条件下，手性分子在其分子体的两侧都存在反平行自旋对。为了区分具有反平行自旋对的CISS与最初描述的概念，作者希望根据系统是否遵循时间反演对称性将CISS实验分为CISS(I)和CISS(II)。
2. 上述自旋极化的一个方面已经通过异常霍尔效应测量被检测到。
3. 已经计算出手性特定的分子间相互作用。
4. 通过开尔文探针测量观察到由于磁性基底与手性分子之间的交换相互作用而产生的势能位移。
5. 在磁性导电（mc-AFM）中测量到的巨大磁阻可以通过分子-基底相互作用的单重态-三重态能量差来解释，这种相互作用伴随着交换能。在这种情况下，选择性能量可以高达30 meV。
6. 手性分子上的（瞬态）自旋极化与分子在基底上的取向紧密相关。如果改变基底的磁化方向，分子的取向也会改变（强自旋-晶格耦合）。然而，目前尚不清楚这种相互作用是来自键内耦合还是来自键间耦合。
7. 手性分子上的自旋极化还可以改变软磁体的磁化方向，从而在分子和磁体之间产生一个互锁的单重态。这种磁化非常缓慢地松弛，表明这是一种瞬态效应。
然而，由于分子的大小非常小，无法绘制出分子内部的自旋纹理，因此实验验证手性分子中反平行自旋对的形成是困难的。在这方面，具有晶体手性的材料可能提供了另一种检测手性体内局部自旋极化的机会，因为晶体的尺寸是宏观的。在这篇简短的综述中，作者描述了与固体中的CISS(I)和CISS(II)效应相关的实验，并尝试将它们与分子CISS进行比较。在讨论实验结果之前，作者首先澄清了手性结构和自旋纹理的对称性方面，后者与Barron提出的动态手性有关。这种分类很重要，因为它可以为区分CISS(I)和CISS(II)的内部机制提供标准。在处理物理场和基函数的对称性时，不仅需要讨论镜像对称性的偶数性或奇数性，还需要讨论时间反演对称性的偶数性或奇数性。这是因为像磁场和自旋（时间反演-奇数轴向量）这样的量在时间反演操作下会改变方向（奇数对称性），需要与不涉及时间反演的物理量（如电场E（偶数对称性）区分开来。重要的是，手性也是一个偶数量，就像质量一样。在处理轴向量时还需要注意空间反演操作（σ）和镜像操作（σ）之间的区别。轴向量在σ下不会改变符号（偶数），但在σ下具有两种不同的对称性。具体来说，当镜子平行于向量的方向时，它们会改变符号（奇数），而当镜子垂直于向量的方向时，符号保持不变（偶数）（图2(a)）。多极子作为对称性适应基的概念在统一处理这些属性方面非常有效，现在人们理解电环形单极子G0代表了手性。这与Barron关于偶数伪标量的概念本质上是相同的，但提供了其量子力学版本。
电子自旋和手性。(a) 在平行于自旋的镜像操作下，局域电子的自旋会反转，但在180°旋转后恢复到原始状态。(b) 自旋极化与动量共线的电子在镜像操作下会改变螺旋性的符号，并且无论旋转多少都不会恢复到原始状态。如图2左侧面板所示，局域自旋本身不是手性的。另一方面，具有共线自旋取向的移动电子是手性的。螺旋电子如果自旋极化与它们的速度平行或反平行，则会产生有限的p·s，其中p是线性动量。由于p·s是一个偶数伪标量，它可以被称为电子手性（图2(b)）（Dirac方程中的γ5与螺旋性的关系在参考文献14中有描述）。CISS效应是一种现象，其中分子手性G0（1）诱导电子手性p·s（G0（2）：也称为螺旋性）。注意p·s是一个偶数量。在参考文献2中的光电子实验中观察到了自旋极化的“未结合电子”，这是CISS效应的一个典型例子。其他CISS效应实验是否可以用相同的概念来解释？实际上，固体中“结合电子”的CISS效应被认为不那么直接。具体来说，Naaman等人提出了分子中的电子自旋更像是感受到反平行自旋对，这是通过在垂直于平面的方向上磁化的磁表面观察到的对映选择性发现的。在手性分子系统中的磁导率测量中，特别是使用磁性导电AFM（mc-AFM）的测量，报告了依赖于电流方向和磁化的巨大电阻不对称性。在许多情况下，发现电阻遵循R(+I, +M) ≠ R(−I, −M)对于给定的手性。由于这种行为在时间反演操作下不是不变的，因此测量到的响应是奇数的。因此，给定手性分子与磁性基底之间的交换相互作用（J）违反了对称性，如J(+M) ≠ J(−M)，如图1(b)所示，因此可以区分手性。根据目前的分类，这些可以解释为CISS(II)的表现，而不是简单的自旋过滤，对应于CISS(I)。这种观点表明，在分子系统中观察到的巨大磁阻可能源于与反平行自旋对形成相关的非平衡过程。让我们关注反平行自旋对，它可以被视为多极语言中的磁单极子（M0）。M0是磁通量的发散（源或汇，作为对映体）。M0对于所有的σ都是奇数的，由于对映体（向内/向外的自旋对）通过旋转无法重叠，如图3所示，因此根据Lord Kelvin的定义，它是手性的。然而，由于M0对于某些参数也是奇数的，根据Barron的术语，它可以被错误地称为手性的。那么这里一个有趣的问题是，这种错误的手性M0与真正的手性G0之间是否存在任何关系。Barron讨论过，M0不会在平衡状态下消除G0的能量简并性。然而，如果M0可以从G0生成，那么在特殊情况下，M0可以是G0的函数，即M0(G0)。通过CISS进行的对映体分离实验表明它们之间似乎存在这样的联系，因为否则就无法通过磁表面来区分对映体。在结合电子的CISS效应中出现的反平行自旋对是M0的一个很好的例子，研究发现，由于向外的和向内的自旋对分别与右手性和左手性分子耦合，因此可以实现大的磁阻效应和手性分辨。换句话说，似乎可以在G0和M0的符号之间建立一一对应的关系，即在某些条件下M0(G0) = −M0(−G0)（从理论考虑来看，这意味着非线性和非平衡条件）。结合电子中的CISS效应在通过M0后利用了结构手性信息。这种耦合能否在实验中可视化？（关于G0和M0之间的理论耦合，参见参考文献13-15。）使用磁性基底进行的手性分辨、mc-AFM中的巨磁阻效应以及通过霍尔效应检测自旋极化等实验都是已知的现象，但这些最多只能被视为间接证据。因此，作者和他的合作者试图使用具有手性晶体结构的超导材料来实现手性分子中可能发生的情况的宏观表现。使用手性超导体的优势在于样品的尺寸远大于分子的尺寸，这使得可以在保持量子相干性的同时绘制出材料内部的自旋分布。结果，目前的实验提供了证据，表明晶体的手性和反平行自旋对的手性确实是耦合的。同时，我们的研究分别在金属和超导固体系统中展示了CISS(I)和CISS(II)。作者将在下一节介绍这两个最近的研究发现。这两个结果都表明，手性固体确实可以在手性对称和手性破缺的形式中展示CISS效应，分别对应于CISS(I)和CISS(II)。使用这种固态材料的另一个优势是，可以在测量中使用自旋电子学，这些测量与CISS(I)和CISS(II)相对应。这些结果将在未来的发展中引起极大的兴趣。
反平行自旋对的概念图。在x轴或z轴上对向外的反平行自旋对进行镜像操作会得到向内的反平行自旋对，这些自旋对与原始结构无法重叠。重要的是，这种对映体之间的转换也可以通过时间反演操作来实现。从理论角度来看，区分自旋极化和磁导率是重要的。磁导率不是自旋极化的直接测量结果，可能包括来自晶格、振动或非平衡电荷重分布的贡献。在线性响应中，Onsager互易性要求传输系数在时间反演对称性下是不变的。因此，观察到违反R(I, M) = R(−I, −M)的磁导率表明系统处于非平衡状态。从这个意义上说，许多与CISS相关的传输实验，特别是那些涉及铁磁电极的实验，应该被视为本质上非平衡的现象，这自然与CISS(II)类别相关。关于手性分离，除了正常的范德华力和静电相互作用外，如前所述，似乎还存在一个依赖于手性的交换相互作用J。当手性反转时，这种相互作用满足J(G0, M) = −J(−G0, M)，当磁化反转时，满足J(G0, M) = −J(G0, −M)。这可能是CISS(II)的另一个重要的对称方面。
2. 手性金属中的CISS – 手性固体中的CISS(I)
在上述内容中，作者讨论了在手性固体中探索CISS效应的一些优势。作为第一个例子，将讨论手性导体中的CISS(I)或电流诱导的自旋极化。从历史上看，手性材料中的电流诱导磁化是在手性碲中测量的，表现为与施加电流成比例的光学旋转。最近，也对直流电下的碲进行了核磁共振（NMR）测量。然而，这些实验可以通过自旋极化和轨道极化的能带传输来很好地解释，这意味着该效应与共线的Edelstein效应相同。这些早期实验与我们关于CISS的实验之间的重要区别在于，自旋极化的量化强度超过了自旋轨道耦合（SOC）。同时，检测到了Onsager互易性和CISS的非局域性。也就是说，通过使用自旋电子学技术，如自旋霍尔效应（SHE）及其逆效应（ISHE）以及SQUID磁强计测量，已经证明手性CrNb3S6可以展示超过SOC极限的电流诱导自旋极化（CISS(I)）及其逆效应（iCISS）。CrNb3S6是一种在室温下既有局域电子也有游离电子的自旋顺磁材料。已知局域磁矩表现出Curie-Weiss类型的温度依赖性，在大约130 K时形成螺旋有序。如图4所示，一个钨电极被连接到CrNb3S6微带上。它可以吸收CrNb3S6中的电流诱导自旋极化，并由于ISHE产生横向电压。当CrNb3S6的手性被反转时，自旋极化也被反转，这与CISS(I)或Edelstein效应的对称性一致。横向电阻R与施加的电流成正比，因此系统满足R(I) = R(−I)，这是对称性的体现。通过在钨电极内部诱导自旋电流，也测量到了iCISS：从钨电极注入CrNb3S6的自旋电流在CrNb3S6内部产生了沿自旋方向的电压。通过这些实验，已经有可能基于体块CISS创建自旋电子学设备。在这个实验中更令人惊讶的是，手性材料可以在与其他系统相比非常远的距离上显示非局域自旋信号。当钨电极位于远离偏置电流的隔离区域时，它仍然能够检测到自旋极化。尽管这种长距离非局域自旋极化的机制尚未被探索，但它也将为未来理解CISS提供重要线索。
由CrNb3S6和钨（W）电极组成的自旋电子学设备的示意图。在CISS模式（a）中，向CrNb3S6施加偏置电流，极化的自旋扩散到W中，通过ISHE产生横向电压。另一方面，在iCISS模式（b）中，W中的SHE产生了自旋极化，并扩散到CrNb3S6中，通过iCISS诱导出伏特效应。观察到的自旋信号满足Onsager互易性，对应于对称响应，与CISS(I)一致。在两种情况下，输出电压都与输入电流成线性关系。如上所述，Edelstein效应和CISS效应之间的一个重要区别是自旋极化的大小。如果自旋极化保持在Edelstein效应的计算范围内，应该将其称为Edelstein效应。为了澄清CrNb3S6的这一点，我们还进行了SQUID测量，这使我们能够估计自旋极化的绝对值。为了估计极化的绝对值，作者和同事们再次使用了CrNb3S6，并在施加电流时直接用SQUID磁强计测量了磁矩。图5a显示了样品加载的实验设置。电流沿着CrNb3S6的c轴施加，这是材料的63螺旋轴。晶体不是对映纯的，但它具有有限的对映体过剩。由于已知电流也会产生杂散的奥斯特场，这可能会与磁化信号混合，因此应该仔细设计设置。然而，可以通过将电流的转折点尽可能远离样品来最小化这种场。
(a) 在施加电流下进行SQUID测量的实验设置。通过延长的电极配置保持了杂散奥斯特场的最小化。(b) 有和没有施加电流时的磁化曲线。(c) 在不同磁场中测量的电流诱导磁化。通过在CrNb3S6单晶中施加正/负30 mA直流电来测量电流诱导的磁化，同时测量了M-H曲线，如图5b所示。除了顺磁响应外，磁化还有一个依赖于电流方向的有限零场段。为了排除改变M-H曲线斜率的加热效应，并正确评估电流诱导的值，甚至计算了磁化位移的均匀部分，即ΔMeven = [M(+H) + M(−H)]/2。如图5c所示，ΔMeven与磁场无关，这与CISS效应一致。在30 mA时估计的自旋极化约为每个单元格3 × 10^-4μB。这个值远远超过了电流偏置在费米面上移动的电子数量（密度约为每个单元格2 × 10^-9），相当于当用电流偏置的载流子数量标准化时的表观极化效率为107%。超过100%的值并不对应于单个载流子的极化，而是反映了通过交换相互作用的自旋角动量的集体放大。这种效应不能通过Edelstein效应来解释，因为Edelstein效应是偏置电子的自旋极化。看来，自旋极化的电子通过交换相互作用将它们的自旋角动量传递给周围的电子，而它们的极化通过CISS反复恢复。这种105倍的增强可能来自手性系统特有的增强SOC，但详细机制尚不清楚。电流诱导的磁化ΔMeven与施加的电流成正比，并且与外部磁场无关，再次证实了响应的对称性。温度依赖性显示出适度的变化，这与Pauli顺磁响应类似，而不是Curie-Weiss类型的磁化率（图6）。尽管CrNb3S6既有游离电子也有局域电子，但前者似乎是这种自旋极化的原因。还值得注意的是，CISS效应的温度依赖性在分子系统和手性固体之间是不同的。在许多分子实验中，报告称CISS信号随温度增加，而在目前的固态系统中，该效应的温度依赖性相对较弱。这种差异可能源于潜在的传输机制。在分子系统中，电荷传输通常由跳跃过程和局域态主导，其中热激活起着重要作用。相比之下，在手性固体中，游离电子对传输有贡献，自旋响应可能受对温度不太敏感的能带状机制的支配。尽管仍缺乏统一的理解，但这种对比表明应该分别讨论手性固体中跳跃主导的分子传输和能带状传输的CISS温度依赖性。
3. 手性超导体中的CISS – 手性固体中的CISS(II)
在引言中，作者讨论了由自旋簇组成的奇数手性。作者还指出，在CISS中，G0（晶体手性）的符号与M0（反平行自旋对）的符号似乎有一一对应的关系。在本节中，作者将使用具有手性晶体结构的有机超导体来展示从G0到M0（反平行自旋对）转换的实验证据。我们的研究小组专注于手性有机超导体κ-(BEDT-TTF)2Cu(NCS)2（以下简称κ-NCS）。κ-NCS是一种具有堆叠超导层的准二维超导体。尽管单个离子本身不具有手性，但BEDT-TTF阳离子和Cu(NCS)2阴离子的结合产生了手性，使得κ-NCS属于三维空间群P21。因此，存在镜像的左旋和右旋晶体结构。晶体结构的手性是通过CD显微镜确定的，如图7所示。
(a) κ-NCS的CISS实验示意图。在b轴方向施加交流偏压以驱动自旋整流。(b) 该装置的显微图像。白色方块表示CD显微镜的视野。(c) 晶体的CD显微镜图像，显示整个晶体为右旋结构。视野与图1b相同。(d) 镍电极和金电极之间的电压V随角度的变化。镍电极的磁化强度M在外加磁场H的作用下发生旋转，该磁场与y轴的夹角由θ定义。图7a展示了测量装置的示意图。首先，在基底上制备了磁性（镍）和非磁性（金）电极。然后，在基底上层压生长出的κ-NCS薄单晶。通过CD显微镜检查手性后，发现κ-NCS倾向于形成右旋单畴。κ-NCS的双螺旋轴（即b轴）与y轴对齐，如图7a所示，并在电极之间施加了交流电流。如果由于CISS效应在镍/κ-NCS界面附近发生了自旋积累，那么在界面处应该会产生直流电势差V，因为CISS是一种自旋整流效应。图7d显示了V随外加磁场H的变化。系统温度设定在κ-NCS薄膜晶体的超导转变点附近，约为7.4 K。V对H呈反对称和非线性关系，其H依赖性与镍磁化的H依赖性非常吻合。这一结果与镍磁化方向被H反转而CISS效应的自旋极化方向保持不变的情况相符。当将测量得到的V与Edelstein效应的计算结果进行比较时，发现SOC增强了1000倍，这再次证明了CISS效应的存在。接下来，通过测量不同磁场角度θ下的V，我们确定了CISS效应的自旋极化方向。这里的θ是从双螺旋轴b测量的κ-NCS导电平面（bc平面）内的磁场角度（见图7a）。反对称的测量电压Vodd = [V(+5 kOe) − V(−5 kOe)]/2在某个磁场角度消失，并在该点改变符号。考虑到当镍磁化和CISS效应的自旋极化方向垂直时V消失，并且镍费米面上的主要自旋角动量与外加磁场平行，可以计算出自旋极化方向。我们对κ-NCS薄膜晶体的上下两端进行了类似的分析，以获得自旋极化方向的空间分布。薄膜晶体同一半部分（上部或下部）内的自旋极化方向几乎相同。然而，当比较上下两端之间的自旋方向时，它们是相反的。这也通过使用非局域检测方法得到了证实，其中激发和检测端子在空间上是分离的（见图8）。这一结果与宏观上的反平行自旋对一致，表明存在CISS(II)效应。值得注意的是，向外/向内的自旋与被交流电激发的晶体畴的右旋/左旋性质有关（见图8a和b），当晶体具有相反手性时。这意味着系统中发生了G0到M0的转换（见图9）。通过这些实验，我们首次成功可视化了假设的反平行自旋对。这里重要的是，反平行自旋对的符号根源于晶体的手性。
非局域自旋测量的示意图，该晶体由一个右旋畴（红色区域）和一个左旋畴（浅蓝色区域）组成。(a) 右旋畴被交流电激发，检测到了向外的自旋对。(b) 左旋畴被交流电激发，观察到了向内的自旋对。在相对边缘观察到的相反自旋方向表明存在反平行自旋配置，对应于CISS(II)效应。
表格总结了偶数手性和奇数手性之间的关系。晶体的手性只能通过镜像操作来反转，而不能通过时间反演来反转，这意味着它是偶数手性的。另一方面，反平行自旋对的对映体可以通过镜像操作和时间反演来反转，这意味着它是奇数手性的。这里的一个重要点是，这两种不同的手性在现实中是相互关联的，因为只选择了一种组合（在κ-NCS的情况下，右旋畴与向外的自旋对相关联，而不是与向内的自旋对相关联）。我们的实验结果表明，κ-NCS的行为就像一个单一的手性分子，其反平行自旋对的外向/向内自旋对体与分子手性的右旋/左旋性质相关联。如果这种自旋纹理出现在手性分子中，那么在磁表面分离右旋和左旋分子似乎是可能的。此外，实验结果表明，交流电可以产生一个手性反平行自旋对，这支持了一种机制，即G0螺旋自旋电流首先出现，然后在晶体边缘转化为M0反平行自旋对。另外，通过使用两个对映体畴，确认了M0(G0) = −M0(−G0)。正如Barron正确指出的，在平衡状态下不可能将奇数对映体与分子手性相互转换。然而，在非平衡条件下，这种耦合成为可能，正如我们目前对CISS效应的理解。作者还评论了CISS(II)效应中系统的手性依赖性。在CISS(II)的情况下，当时间和手性分子都被反转时，响应可能会恢复。这种现象可以描述为mc-AFM中的R(G0, I, M) = R(−G0, −I, −M)和手性分离中的J(G0, M) = J(−G0, −M)。实验结果似乎普遍支持这种关系。这也是M0与CISS(II)相关的原因之一，因为在某些操作后M0会恢复到相同的对称性。作者希望这项研究有助于阐明CISS效应的机制，并构建未来可以通过实验验证的理论。在κ-NCS中的另一个有趣发现是，它还表现出偶数手性效应，即在外加磁场(B)下的电磁手性各向异性(eMChA)。在eMChA的情况下，通过电流和磁场的共线排列产生了一个手性场I·B，与晶格的手性相互作用。由于I·B是一个偶数手性实体，因此响应在时间反演操作下保持不变，即R(I, B) = R(−I, −B)。然而，系统表现出R(I, B) ≠ R(−I, B)的非互易电阻。在eMChA的情况下，再次观察到了SOC增强了100–1000倍。这种增强似乎是手性系统的一个共同特征，无论时间反演对称性如何。值得注意的是，分子系统中也报告了eMChA和CISS的共存。
4. 总结
时间反演对称性是一个非常模糊的术语，很容易被误解，因为它包含了几种不同的含义。在物理学的基本方程范围内，如薛定谔方程、狄拉克方程和麦克斯韦方程，所有这些方程都对时间反演是对称的，时间上的唯一不对称性出现在热力学第二定律（以及量子力学中的观测过程）中。然而，在固态物理学中，当施加磁场时，人们通常会说“时间反演对称性被破坏”，但这种说法指的是磁场来源是外部系统的情况。如果磁场的来源（如电磁铁）也经历了时间反演，那么就不能仅仅说对称性被磁场破坏了。在讨论手性和时间反演对称性时，明确界定系统和场的构成是至关重要的，因为这些定义中的误解可能导致混淆。在本文中，作者将时间反演对称性作为描述系统的基础属性进行了探讨。从G0到M0的转换可能需要耗散和非平衡条件，这就引入了热力学第二定律。因此，在考虑这些过程时，时间反演对称性的含义可能会变得双重。第一层是关于偶数手性和奇数手性，第二层是关于热力学时间反演。在CISS(II)过程中，这两种时间反演对称性的破坏是相互关联的。在CISS效应被发现之前，人们普遍认为封闭壳层分子中的电子的自旋和轨道自由度都是不活跃的。然而，CISS效应表明，手性分子和晶体的动力学可以产生涉及时间反演对称性破坏的磁种子。这将为手性材料在自旋电子学中的应用提供新的机会。尽管CISS效应最初是在使用DNA或多肽在金属基底上自组装的单层系统中发现的，但它现在已经扩展到块状晶体系统，允许应用固态物理学的实验技术和理论。目前对于CISS效应的微观理论还没有共识，因此通过比较分子系统和固态系统的理论和实验，预计将进一步加深理解。同时，虽然不容易判断磁化是来自轨道角动量还是自旋角动量，但所有上述实验都可以用CISS效应和轨道Edelstein效应来描述，因为这两种效应都可能有轨道贡献。该领域的研究人员还对手性声子/振动与自旋角动量之间的关系感兴趣，这是系统的动态和机械方面。实际上，最近通过在热梯度下连接到石英上的ISHE电极检测到的自旋极化表明，真正的手性声子可能是自旋极化的载体，尽管详细机制尚不清楚。在CrNb3S6的情况下，手性声子和游离电子可能产生一个能够长距离传播的复合准粒子。在这篇简短的综述中，作者指出了G0到M0转换、有效增强的SOC以及固态CISS中的非局域自旋检测的重要性。这些现象的机制仍在讨论中。建立明确的实验标准来区分偶数和破坏的CISS响应对于发展CISS效应的统一微观理解至关重要。由于CISS效应不仅在自旋电子学和手性电化学（如氧的演变和不对称合成反应）中有潜在应用，而且似乎还影响生物系统中的电荷分离和生物分子之间的相互作用，因此了解这些未知方面对于进一步发展我们的认识非常重要。作者希望这篇论文能帮助来自凝聚态物理到生命科学等广泛领域的研究人员。
没有需要声明的利益冲突。
数据可用性
本综述没有包含任何原始研究成果、软件或代码，也没有生成或分析任何新数据。致谢
本文基于与佐藤隆（Takuro Sato）、中岛亮太（Ryota Nakajima）、广部大智（Daichi Hirobe）、川口源太（Genta Kawaguchi）、名部洋二（Yoji Nabei）、成岛哲也（Tetsuya Narushima）、冈本宏美（Hiromi Okamoto）、岸根淳一郎（Jun-ichiro Kishine）、草野宏明（Hiroaki Kusunose）、犬井昭人（Akito Inui）、青木龙也（Ryuya Aoki）、西上幸树（Yuki Nishiue）、塩田浩平（Kohei Shiota）、岛本勇介（Yusuke Shimamoto）、小坂雄介（Yusuke Kousaka）、宍道宏明（Hiroaki Shishido）、须田雅之（Masayuki Suda）、大江淳一郎（Jun-ichiro Ohe）以及德川嘉彦（Yoshihiko Togwa）的合作研究。作者对这些研究人员的贡献表示衷心的感谢。这些研究得到了日本学术振兴会（JSPS，项目编号：17H02923、17H02767、19K03751、19H00891、19K21039、20K20903、21H01032、23H00291、23H00091和24K01331）、日本科学技术振兴机构（JST，项目编号：JPMJPR20L9、JPMJER1301和JPMJER2503）以及日本国立自然科学研究院（项目编号：OML012301和23IMS1101）的支持，同时还得到了文部科学省纳米平台（MEXT Nano Platform）、ARIM项目以及分子科学研究所的设备开发中心和仪器中心的协助。作者还要感谢佐藤隆（Takuya Sato）和加藤勇介（Yusuke Kato）在研究过程中提供的有益讨论和宝贵建议。参考文献
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