IJHMT：探索用于增强近场辐射热传递的双曲超材料中的边缘到体模式转变

论文信息：

Gui-Cheng Cui, Cheng-Long Zhou, Yong Zhang, Hong-Liang Yi, Exploring Edge-to-Bulk mode transitions in hyperbolic metamaterials for the enhancement of near-field radiative heat transfer, International Journal of Heat and Mass Transfer 253 127528(2025).

论文链接：

https://doi.org/10.1016/j.ijheatmasstransfer.2025.127528

研究背景

双曲线材料因其各向异性的介电张量支持双曲线声子极化激元，在近场辐射传热中展现出远超传统表面极化激元的增强潜力。然而，受限于材料本征的Reststrahlen波段与模式惯性，传统外场调控手段如磁化、电流注入等对传热性能的提升效果有限，难以实现实质性突破。近年来，超材料周期结构提供的布拉格散射为调制HPhPs的面内传播及波矢匹配带来了新途径，但相关近场热辐射研究仍较为缺乏。因此，探索通过几何结构设计激发新型HPhPs模式并揭示其物理机制，成为突破现有近场传热极限的关键研究方向。

研究内容

本研究聚焦于双曲线声子极化激元在近场辐射传热中的模式调控与性能增强。双曲线材料因其高度各向异性的介电常数张量，能够支持具有极大态密度的双曲线等频面，从而为超越黑体极限的近场能量输运提供了物理基础。其中，由声子共振主导的双曲线声子极化激元在红外波段展现出极强的光场束缚与局域增强能力，成为提升纳米尺度热辐射强度的关键载体。然而，传统研究大多集中于材料本征的双曲线模式，其激发与传播受限于固有的Reststrahlen波段与晶格对称性，对外部激励的响应存在“惯性”，导致通过外场（如磁场、电场或机械应变）主动调控传热性能的幅度有限，难以满足先进热管理器件对高效率、可调谐性的需求。因此，探索超越材料本征特性的、通过人工结构设计实现的新型HPhPs模式及其激发机制，成为突破现有近场传热极限的重要前沿方向。

在此背景下，本研究创新性地提出了基于周期性腔体超材料结构的两种HPhPs变体模式：边缘模式与体模式。这两种模式并非材料本身所固有，而是源于电磁波在亚波长金属氧化物（以α-MoO₃为模型材料）腔体阵列中传播时，受到周期边界条件与几何结构强烈调制所形成的特殊共振态。研究的核心在于系统揭示这两种模式的物理本质、形成条件、相互转换动力学及其对近场辐射热流的决定性影响。

图1. (a) MoO3腔超材料的近场辐射热传递示意图。(b) 窄腔配置(w=30nm)和宽腔配置(w=90nm)在动量空间中的能量传输系数等高线图。

研究首先建立了精确的理论与计算框架。针对由两个平行放置的MoO₃腔体超材料构成的近场辐射传热体系，采用严格耦合波分析作为核心数值方法。RCWA能够全矢量、严格地求解各向异性介质周期结构中的麦克斯韦方程组，特别适用于处理本文所涉及的复杂双曲线材料光栅。通过计算系统的能量传输系数ξ(ω, kx, ky)——该系数量化了给定频率ω和面内波矢(kx, ky)下光子隧穿的概率，我们得以在动量空间直接观测并分辨不同的模式。同时，结合散射理论与涨落电动力学，计算了发射体与接收体在不同温度差驱动下的光谱热流与总热流。为了在实空间直观展现模式的场分布特性，研究还辅助以有限时域差分法进行电磁仿真，可视化不同几何参数下腔体内的电场增强图谱。

图2.(a)光谱热流作为腔宽w的函数。(b)总热流作为腔宽w和狭缝宽度a的函数。

图3.不同腔宽w在动量空间中的能量传输系数等高线图:(a) w=30nm，(b) w=50nm，(c) w=70nm，和(d) w= 90nm。

通过对动量空间能量传输系数分布的细致分析，研究清晰辨识了两种模式的特征。在窄腔构型下，能量传输系数在动量空间呈现为狭窄的、高亮度的双曲线形条带，其强度集中在特定的、有限的波矢范围内（例如ky≈±18μm⁻¹）。这一特征被定义为HPhPs边缘模式。其物理图像是，在狭窄的腔体（如宽度w=30 nm）中，电磁波被强烈限制在腔体与相邻材料形成的界面附近，等效于在狭缝边缘激发了局域的、离散的共振，其波矢匹配条件较为苛刻。与之形成鲜明对比的是，在宽腔构型下，狭窄的亮带消失，代之以在ky≈±25 μm⁻¹附近出现一个覆盖整个第一布里渊区（在kx方向）的、宽阔且明亮的增强区域。这被定义为HPhPs体模式。它表明在宽腔中，共振不再局限于边缘，而是能够在整个腔体体积内被激发和支持，允许一个更宽泛的波矢连续体参与光子隧穿过程，从而为能量传输打开了更多通道。

图4.不同腔宽 w 在以下位置的能量传输系数等高线图:(a) kx=0(π/P) ，(b) kx=0.3(π/P)，和(c) kx=0.6(π/P)。

研究进一步深入探讨了驱动边缘模式向体模式转换的关键物理参数。结果表明，腔体宽度w是控制模式转换的“主开关”。随着w从30 nm逐渐增加至90 nm，动量空间的亮带特征发生系统性演变：狭窄的边缘模式亮带逐渐减弱、弥散并最终消失，而同时，体模式的宽阔亮区则逐渐显现并增强。这一转换在实空间的电场分布中得到完美印证。FDTD仿真显示，在窄腔中，电场增强高度集中在腔体的两侧边缘，腔内电场强度较高但分布极不均匀；随着腔宽增加，边缘处的电场峰值逐渐降低，但增强效应向腔体中心区域扩展，最终在宽腔中形成一种强度相对均匀、遍布整个腔体截面的电场分布模式。这种从“边缘局域”到“体分布”的电场演化，直接对应于动量空间中从“离散波矢共振”到“连续波矢共振”的转变，构成了模式转换的实空间物理图像。

图5. 不同腔宽度w的电场分布:(a) w=30nm，(b) w=50nm，(c) w=70nm，和(d) w=90nm。

研究定量评估了两种模式对近场辐射传热的增强效能。光谱热流分析表明，在MoO₃的本征HPhPs激发频率附近（约1.2×10¹⁴ rad/s），体模式能够引发热流峰的显著放大，其峰值强度可达相同条件下半无限大MoO₃平板本征传热极限的三倍左右。这种超常增强源于体模式对高波矢（即大动量）光子的有效利用。在近场区，携带大横向波矢的倏逝波承载着巨大的能量密度，但通常难以被激发和耦合。HPhPs体模式通过其宽波矢的连续共振特性，恰好为这些高动量光子提供了高效的隧穿通道，从而将之前难以利用的电磁态密度转化为实际的热流。相比之下，边缘模式虽然也能提供一定的增强，但由于其共振通道的离散性和狭窄的波矢范围，其对总热流的贡献远逊于体模式。

图6. 不同腔宽度从30nm变化到90nm时z=10nm处的电场。

为了深入理解体模式的形成机理，研究引入了有效介质理论进行模型简化分析。将复杂的腔体超材料解构为基底、中间光栅层和顶部狭缝阵列薄膜层三部分。研究发现，任何单一组件都无法独立产生体模式的特征。唯有当三者组合形成具有“高-低-高”纵向有效介电常数梯度的完整腔体结构时，才能观察到强烈的体模式响应。这种梯度结构被认为能够有效压缩和增强极化激元的场分布，类似于布洛赫极化激元中的场增强机制，从而催生了性能远超各组分简单叠加的新型体模式。这一分析表明，体模式是一种由整体结构协同效应所涌现的集体共振现象，而非局部效应的简单叠加。

图7. 通过EMT计算的三个部分的能量传输系数的等高线图:(a)半无限大衬底，(b)窄光栅，和(c)狭缝阵列薄膜。(d)EMT和(e)RCWA计算结果的比较。

此外，研究系统考察了模式对不同几何参数及外部条件的鲁棒性。除了关键的腔宽w，腔体狭缝宽度a被证实是维持体模式存在的另一个关键因素：只有当a保持较小值（小于约50 nm），即腔体具有足够高的“封闭性”时，体模式才能被稳定激发。一旦狭缝过大，结构完整性被破坏，局域能量泄漏加剧，体模式便迅速退化。腔体深度h₂的影响则呈现模式依赖性：增加深度对边缘模式有增强作用，因其为边缘共振提供了更大的纵向演化空间；然而，过大的深度却会抑制体模式，导致其发生拓扑性转变，甚至分裂回边缘模式，这归因于深腔中能量耗散增加以及场分布向边缘重新集中。在外部条件方面，研究评估了真空间隙d和发射-接收器横向错位的影响。虽然体模式主导的宽腔构型对间隙增大和错位更为敏感，但其绝对热流值在大多数实际相关参数范围内仍显著高于窄腔构型，证明了其性能优势的稳健性。

图8. 动量空间中能量传输系数的等高线图，腔体深度h2从10nm变化到 80nm :(a) 窄腔体超材料w=30nm，(b) 宽腔体超材料w=90nm。

结论与展望

综上所述，本工作揭示了通过调控MoO₃腔体超材料的几何宽度，可实现双曲线声子极化激元从边缘模式到体模式的连续过渡。体模式凭借其宽波矢范围内的连续共振与腔内均匀增强的电场分布，能够支持高效的光子隧穿，使近场辐射热流提升至本征极限的三倍左右，显著超越了现有双曲线材料的性能。这一增强源于腔体自上而下“高-低-高”的有效介电常数梯度，强烈增强了极化激元强度。然而，体模式的激发依赖于腔体的封闭性，并对腔深、真空间隙及对准误差较为敏感，需在设计中予以优化。展望未来，该模式转换机制为主动调控近场能量传输提供了新思路，在纳米尺度热管理、近场热光伏及热逻辑器件中具有潜在应用价值。尽管纳米腔结构的制备仍面临挑战，但结合现有微纳加工与转移技术，有望推动该概念走向实验验证与实际集成。