ACS AOM：块体及其单层材料的辐射传热

论文信息：

Long Ma, Dai-Nam Le, Philippe Ben-Abdallah, and Lilia M. Woods.Bulk Layered Materials and Their Monolayer Counterparts for Radiative Heat Transfer,ACS Applied Optical Materials,2024

论文链接：

https://doi.org/10.1021/acsaom.4c00384

研究背景

处于不同温度下的材料之间的热辐射是由通过分离间隙的电磁激励交换控制的。控制交换能量在能量收集和热管理应用中起着至关重要的作用，如辐射冷却，热光伏，和热光子学。当辐射物体被放置在小于维恩波长λ= b/T（维恩位移常数和开尔文温度）的间隔间隙时，由于消失模式的作用大大增强，产生的热流通量功率可以超过普朗克黑体辐射极限数个量级。Rytov等人、Polder和van Hove提出的量子涨落耗散理论解释了这种近场热辐射。近场辐射目前是许多研究的主题，旨在阐明利用纳米级器件中的热传输的新技术，如热光栅、扫描热显微镜、热二极管、热整流器、热晶体管、和热开关。

随着各种材料的可用性，关于最大近场传热的最佳自然发生系统的问题是相关的，但仍然相对未被探索。在近红外范围内，最佳材料应具有适度的损耗和等离子体响应。但是，在这些研究中使用的模型是基于简单的介质响应的德鲁德-洛伦兹描述。然而，给定材料的光学特性是由电子结构决定的，并且这种简化方法可能无法捕获对频率的依赖。尽管如此，从头算研究表明，层状过渡金属二硫族化合物在不同的频率范围内具有强的光学响应和双曲性，而其他研究表明，在单层过渡金属二硫族化合物中建模HTP可调性需要从第一性原理获得的性质。

在这项工作中，我们通过研究几种典型的块状层状材料及其HTP，并考虑到每个系统的完整电子结构所获得的介电张量，拓宽了热辐射材料的视角。重点是块体MoSe2， TiS2， PtSe2和石墨及其单层对应物。为此，我们使用密度泛函理论（DFT）来获得带结构，并使用随机相位近似（RPA）来计算每种材料的频率相关介电张量分量。利用涨落-耗散理论和求解电磁边界条件，考虑了场交谱密度和相关脉动电流，得到了近场HTP。本研究中的第一性原理成分对于探讨双曲性、电磁模式极化、各向异性和维度在HTP的幅度和标度行为中的竞争是必不可少的。简化的分析模型进一步深入了解在寻求增强近场辐射功率的天然存在材料中的各种依赖关系和重要因素。

研究内容

所考虑的系统由两个具有矩形几何形状的层状材料组成的相同物体组成。物体保持在不同的温度T1和T2，它们之间相隔距离d（图1）。这里分别研究了三维（3D）半无限物体（图1a）和二维原子层（图1b）情况下的辐射传热。这种类型的传热可以在波动-耗散理论的背景下理解，其中辐射场是由热诱导的波动电流产生的，波的传播由麦克斯韦方程控制。

图1，不同温度T1和T2间隔距离d的平面物体之间的辐射换热示意图：(a)两个半无限单轴各向异性块状材料（3D）；(b)二维各向同性原子单层（2D）。

所考虑的MoSe2、TiS2、PtSe2和石墨的整体原子结构及其单层对应物如图2a - d所示（左面板）。从DFT模拟中获得的能带结构也在图2a - d（右面板）中给出。我们发现块体MoSe2是一个间接能隙Eg 3D = 1.13 eV的半导体，而单层MoSe2是一个直接能隙半导体，在K点Eg2D = 1.43 eV。结果与其他研究人员发现的从3D到2D的间接-直接带隙跃迁一致。另一方面，TiS2是一种三维半金属，其能带重叠为0.23 eV，在Γ处价带最大值（VBM）较高，在M处导带最小值（CBM）较低。TiS2单层（图2b）也表现出半金属的性质，从Γ到M的能带重叠为0.05 eV，这与前人的研究一致同样，图2c中的能带结构表明，3D PtSe2是一种金属，沿Γ−K的能带重叠为0.65 eV。然而，PtSe2单层被发现为间接间隙半导体，Eg 2D = 1.39 eV。最后，石墨烯的能带结构的特点是线性狄拉克带在K点交叉（图2d），而石墨的能带是抛物线带，产生0.04 eV的小带重叠。

图2，所考虑的过渡金属二硫化物材料和石墨及其二维对应物的晶格结构和能带结构。

然后使用每种材料的底层电子结构来获得所考虑材料的频率相关介电特性。三维和二维结构的复介电响应结果如图3所示。由于面内和面外分量ε||3D≠ε⊥3D的差异，所有块状材料都具有单轴各向异性，而单层对应物则是各向同性的。电介质响应的频率依赖是由光学跃迁决定的，这是由每种材料的电子结构决定的。

图3,面板内（ε||）和面外（ε⊥）介电函数分量。紫色阴影区域表示I型双曲，粉红色阴影区域表示II型双曲。

图4显示了所有材料都有一些共同的特性。例如，在较小的间距下，Q（ω, d）由倏逝项主导，其总体大小随着间距的增加而减小。与此同时，Qpr（ω, d）相对于ω仍然相当无特征，并且随着d的增加，其幅度偏差要小得多。对于3D材料，在更高的频率和更大的间距下，Qev（ω, d）和Qpr（ω, d）变得相当，Qpr（ω, d）甚至可能大于倏逝项（见图4a，b,e,f）。然而，在二维单层的情况下，在图4c、d、g、h所考虑的频率范围内，Qev（ω, d）的优势非常明显。

图4，谱函数Q（ω, d）在对数尺度下作为若干距离分离光子能量的函数。

特别令人感兴趣的是HTP距离对不同材料的依赖。图5给出了温度T1 = 400 K, T2 = 300 K时计算得到的ΦHTP和归一化到黑体极限ΦBB = σ(T14−T24) （σ为Stephan−Boltzmann常数），表明在10 nm分离时块状材料的ΦHTP/ΦBB~103-104与其他金属和半导体系统相似对于单层材料，在相同的分离下，有ΦHTP/ΦBB~104-105，其他二维材料也有同样的发现。在图5c - f中，所选材料（块状TiS2、石墨、二维TiS2和石墨烯）在Φev(d)中进一步分解为s-和p-模式。我们发现，当d < 103 nm时，近场HTP主要由倏逝贡献，而较大的分离主要受传播模式的影响。

图5，对于(a)单轴三维块状材料和(b)二维单层材料，传热净功率ΦHTP归一化为黑体极限ΦBB作为分离距离d的函数。

结论与展望

处于不同温度的物体之间的辐射热传递是一种依赖于材料的现象，主要由普朗克热函数ΔΘ（ω， T）和谱密度Q（ω, d）之间的频率重叠控制。特别令人感兴趣的是近场状态，与黑体极限相比，局域表面模式是大大增强HTP的有效通道。最近，掺杂能够维持表面等离子激元和表面声子激元的材料已被用作调节其介电性能以提高ΦHTP的可行方法不同类型的纳米图案也受到了特别的关注，因为纳米复合材料可以承载双曲线，这也与更大的HTP交换有关。然而，近场高温传输的最佳天然材料问题受到了有限的关注。现有的存储库提供了无数的机会来研究结构-性质关系，以便了解各种材料特征的相互作用，作为辐射热传递的控制手段。

有效模型分析有助于我们理解不同类型材料之间辐射热交换的渐近距离和温度泛函；然而，光学响应深深植根于底层的电子结构。对于HTP的实际计算必须考虑到完整的响应特性，因为每种材料具有其特定的结构、对称性、化学成分和维度，在这种现象中都有其独特的表现。结合电子结构模拟、响应特性的RPA计算和解析模型分析，为研究实际材料的热辐射提供了可靠的框架。将这一框架应用于多种材料，可以拓宽纯转移现象的材料视角，超越其他人迄今为止所探索的相对有限的系统。在寻找用于近场辐射控制的最佳天然材料时，用解析模型补充的第一原理模拟对于更好地理解结构-性质关系是必不可少的。

热辐射与微纳光子学

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