SiO2/Weyl半金属多层结构间的近场热辐射

论文信息：

Xinjie Yao,Zeming Deng,Jinlin Song,Hailong Zhao,Jie Xie, Xusheng Zhuo,Lu Lu,Qiang Cheng.Near-field thermal radiation between SiO2/Weyl semimetal multilayers,International Journal of Heat and Mass Transfer 238 (2025) 126451.

论文链接：

https://doi.org/10.1016/j.ijheatmasstransfer.2024.126451

研究背景

纳米尺度的辐射传热，即近场辐射传热（NFRHT），由于倏逝波耦合，可以使热流密度大大超过黑体辐射极限几个数量级，因此在纳米尺度的能量收集和热管理方面具有很大的潜力。超普朗克现象已经被大量实验结果所证实，也促使研究人员通过构建纳米结构（包括光栅、多层、纳米线和复杂的超材料/超表面）来进一步研究近场辐射传热（NFRHT）的增强和调制。其中，多层结构允许界面处的强耦合表面模式，也可能支持具有高k模式的双曲模式来增强光子隧穿，从而在过去十年中提供了激励。Weyl半金属（WSMs）是一类新型的三维无间隙拓扑物质，其能带结构中有偶然简并的Weyl节点，如Co3Sn2S2、Co2MnGa和SrRuO3。最近的研究表明，wsm具有灵活的可调性，因此可以通过调制wsm的Weyl节点数量和费米能级来提供获得主动热调制效应的可能性，从而为调制NFRHT提供了更多的机会。更重要的是，wsm还支持中红外表面等离子激元（SPPs），称为Weyl SPPs (WSPPs)，使表面等离子激元耦合增强NFRHT。考虑到极性SiO2支持表面声子极化子（SPhPs），因此本研究构建了由SiO2和WSM层组成的SiO2/WSM多层膜，以激发它们的混合光子模式，并研究它们之间的NFRHT。通过对透射系数和色散关系的分析，阐明了其机理。我们还研究了Weyl节点和费米能级对NFRHT的影响，并比较了不同几何形状的多层膜，包括填充分数和周期数。我们注意到，有工作也研究了Weyl半金属多层体之间的NFRHT，主要集中在Weyl半金属的介电常数张量（包括非对角分量）对传热增强的影响。然而，本文主要研究了SiO2和WSM层混合光子模式对传热的影响，主要目的是通过费米能级调制NFRHT，而费米能级可以通过电门控或热调谐而不是机械旋转更方便地调谐。

研究内容

考虑的两种SiO2/WSM多层结构，由交替的WSM层和SiO2层组成，如图1所示。各侧周期数为N的结构以真空间隙距离d隔开，保温温度分别为T1 = （T +ΔT）和T2 = T。其中WSM层厚度用hw表示，SiO2层厚度用hs表示。

图1，两种多层结构（温度分别为T1和T2）的示意图，由厚度分别为hw和hs的WSM和SiO2交替层组成。它们每边有N个周期，由一个宽度为d的真空间隙隔开。

首先，我们在图2(a)中给出两个200纳米厚的SiO2板和两个200纳米厚的WSM板之间的光谱HTCs进行比较。在计算中，真空间隙距离d = 50 nm，如果不强调，T = 300 K。为了简洁，h（ω，T）缩写为h（ω），对于SiO2板，在ω = 0.93 × 1014 rad s -1和ω = 2.21 × 1014 rad s -1处，光谱HTC分别表现出1.42 × 10-10 J rad-1 K-1m-2和0.38 × 10-10 J rad-1 K-1m-2两个明显的峰，这两个峰是由SiO2支撑的SPhPs形成的。对于WSM板，在ω = 0.83 × 1014 rad s -1处，由于其Re(εd) = 0的近零（ENZ）效应，其光谱HTC有一个峰为2.91 × 10-10 J rad-1 K-1m-2。对于hs = hw = 20 nm和N = 5的SiO2/WSM多层材料，由于SiO2和WSM层支持不同光子模式的杂化，光谱HTC显示出三个明确的峰，两个峰在1 × 1014 rad s -1附近，一个峰在2 ×1014 rad s -1附近。

图2(b)所示为两个SiO2板、两个WSM板和两个SiO2/WSM多层板之间的真空间隙距离d的总热密度函数。明显地，随着d的增加，所有的总热传导系数都降低，但两个WSM板之间的总热传导系数受d的影响较小，从d = 20 nm时的1.7 × 103 W m-2 K-1降低到d = 1000 nm时的7.64 W m-2 K-1。在d = 20 nm处，SiO2/WSM结构的总HTC达到6.1 × 103W m-2 K-1，是WSM结构的3.4倍。然而，在d = 1000 nm时，SiO2/WSM多层膜的总HTC仅比WSM配置高20%。即便如此，在d = 1000 nm处，所有构型的总热通量仍超过黑体极限（6.12 W m-2 K-1）。在d = 50 nm时，SiO2/WSM配置的总HTC分别是SiO2和WSM配置的2.1倍和1.6倍。

图2，(a)光谱HTCs和(b)总HTCs随两个SiO2板、两个WSM板、两个SiO2/WSM多层和两个反向SiO2/WSM多层之间真空间隙距离d的函数。对于WSM板，EF = 0.15 eV, g = 2。

图3(a)-(c)显示了相应的透射系数，以阐明潜在的机制。虚线表示不同构型下表面模式耦合的色散关系。可以清楚地看到，在SiO2结构中，spps贡献了大部分的NFRHT。对于WSM结构，除了表示ENZ效应的水平线外，还存在两个分支，它们在更高的β处合并，几乎与ENZ线重叠。当ω < 0.94 × 1014 rad s -1和2.1 × 1014rad s -1< ω < 2.3 × 1014 rad s -1时，ε⊥ε‖< 0的双曲模式（HMs），在图3 (d)中用蓝色标记。众所周知，对于由等离子体材料组成的多层结构，双曲表面等离子体激元（HSPPs）可以在双曲带中被激发。因此，在双曲频率范围内表现为明亮分支的HSPPs和ω = 0.87 × 1014 rad s -1的ENZ效应在两个多层结构之间的NFRHT中起主要作用。

图3，透射系数：(a)两个SiO2板之间，(b)两个WSM板之间，(c)两个SiO2/WSM多层板之间。(d)当f = 0.5时SiO2/ WSM多层的ε‖和ε⊥实部。对于WSM板，g = 2, EF = 0.15 eV。

在图 2(a) 中， SiO2/WSM 结构在 ω = 0.67 × 1014 rad s -1 处存在一个不太明显的峰，该峰主要来自 WSPPs 。我们在图 4 (a) 中检验了其与板厚度的依赖关系，发现该峰对板厚敏感，而 ENZ 峰频率保持不变，为 0.87 × 1014 rad s -1 。图 4(b) 显示了由 WSPPs 和 ENZ 效应引起的两个峰的频率与 WSM 板厚度的关系。可以看出，随着厚度的增加，由 WSPPs 引起的峰值逐渐接近 0.83 × 1014 rad s -1 的频率， Re(εd) =-1 ，表明板的 WSPPs 越来越接近块体材料的本征行为。图 4(c) 和 (d) 分别显示了厚度为 20 nm 和 200 nm 的两个 WSM 板之间的透射系数。虚线表示由式 (6) 计算的 WSPPs 的低频对称模式（ SM ）和高频反对称模式（ AM ）。 WSPPs 的两个分支在高 βs 处几乎与 ENZ 分支重叠。

图4，(a)厚度分别为10 nm、20 nm和200 nm的两个WSM板之间的光谱HTCs。(b)由于WSPPs和ENZ效应引起的两个峰的频率与WSM板厚度的关系。(c)和(d)厚度分别为20 nm和200 nm的两个WSM板之间的透射系数。白色虚线表示WSPPs的色散关系。对于WSM板，g = 2, EF = 0.15 eV。

由于所有节点的总手性必须消失，wsm通常具有偶数Weyl节点。在这里，我们考虑了Weyl节点数量对两个SiO2/WSM多层膜之间NFRHT的影响。如图5(a)和(b)所示，与g = 2时的结构相比，g = 4时的两个低频HTC峰变宽并发生蓝移，而SiO2的本征SPhPs导致的高频峰基本保持不变。因此，总HTC增加到2.7 × 103 W m-2 K-1。通过电门控和热调谐可以调制wsm的费米能级EF，从而显著影响其光学导电性，从而实现如图6 (a)所示的可调谐NFRHT。可以看出，当EF从0.03 eV上升到0.12 eV时，尽管ENZ峰几乎保持不变，但由于HSPPs的蓝移，HTC峰变得更高，导致总HTC更高。例如，当EF = 0.03 eV时，总HTC为0.4 × 103 W m-2 K-1，当EF = 0.12 eV时，总HTC增加3.8倍，达到1.8 × 103 W m-2 K-1。图6 (b)-(d)显示了EF = 0.03、0.08和0.12 eV时两个SiO2/WSM多层膜之间的透射系数。对于这些结构，总是出现两个明亮区域，表示ω = 0.9 × 1014 rad s -1的ENZ效应和ω = 2.1 × 1014 rad s -1的SiO2的SPhPs。随着EF的增加，HSPPs的频率明显变宽，并在较低的βs处合并。

图5，(a)当g = 2和4时，两层SiO2/WSM多层膜之间的光谱HTCs。(b)当g = 4时，两层SiO2/WSM多层膜间透射系数。

图6，(a) EF = 0.03 eV、0.08 eV和0.12 eV时SiO2/WSM多层膜间的光谱HTCs， (b)-(d)对应的透射系数。对于WSM板，g = 2。

在这里，我们转而研究几何形状对两个SiO2/WSM多层膜之间NFRHT的影响。图7(a)给出了总HTC随填充率f的函数。结果表明，随着f的增大，总HTC发生了显著的变化。例如，f = 0.1时为1.6 × 103 W m-2 K-1, f = 0.3时为2.4 × 103W m-2 K-1，而f = 0.5时为2.1 × 103 W m-2 K-1。当f = 0.7时，HSPPs和ENZ效应对换热的贡献最大，总HTC最大，为2.6 × 103 W m-2 K-1。这主要是因为随着f的增大，SiO2的SPhPs贡献变弱，而HSPPs和ENZ效应逐渐主导换热(见图7(b)-(d))，因此在各层填充率对NFRHT的依赖性方面，SiO2层与WSM层之间存在权衡。

图7，(a)两层SiO2/WSM多层膜间总热含量随f的变化。(b) f = 0.1、0.3、0.7和0.9时的光谱热含量。(c) f = 0.3和(d) f = 0.7时的透射系数。对于WSM板，EF = 0.15 eV, g = 2。

图8(a)显示了N = 5、10和15时的光谱HTCs，以显示周期数对NFRHT的影响。可以观察到，较大的N只会导致两个峰由于HSPPs和SPhPs的轻微变化。当N = 15时，总HTC为2.3 × 103 W m-2 K-1，仅比N = 5时高8%。对比图3(c)和图8(b)的透射系数，虽然当N = 15时，较大的N会导致更多的HSPPs分支，但这些分支的βs较小，不利于NFRHT的改善。

最后，我们展示了两种SiO₂/WSM多层结构之间和两种WSM/SiO₂多层结构之间的光谱HTCs比较（图9）。我们发现，虽然WSM/SiO₂多层结构在ω = 2.15 × 1014 rad s -1附近的峰值较高，但SiO₂/WSM多层结构的总HTCs为2.15 × 103 W m-2 K-1，是WSM/SiO₂多层结构1.07 ×103 W m-2 K-1的两倍多。这是因为在ω = 1 × 1014 rad s -1附近对应的WSPPs和由WSM板块支撑的ENZ效应更占优势。

图8，(a)当N =5、10和15时，两层SiO2/WSM多层膜之间的光谱HTCs。(b) N = 15时的透射系数。对于WSM板，EF = 0.15 eV, g = 2。

图9，当d = 50 nm时，两个SiO2/WSM多层膜和两个WSM/ SiO2多层膜之间的光谱HTCs。对于WSM板，EF = 0.15 eV, g = 2。

结论与展望

我们研究了由WSM层和SiO2层交替组成的两个SiO2/WSM多层结构之间的NFRHT。研究结果表明，SiO2/WSM多层结构支持混合光子模式，包括HSPPs、SPhPs和ENZ效应，使其具有比WSM结构和SiO2结构更高的热流密度。具体而言，在d = 50 nm时，SiO2/ WSM配置的总HTC分别是SiO2和WSM配置的2.1倍和1.6倍。考虑到Weyl节点数目和Fermi能级EF的可调性，讨论了NFRHT对它们的依赖关系。结果表明，与g = 2相比，当g = 4时，低频峰变宽并发生蓝移，而高频峰基本保持不变。EF越大，HSPPs峰值越高，导致HTC升高。在不考虑几何形状影响的情况下，SiO2层与WSM层在填充率对NFRHT的依赖关系上存在权衡，较大的周期数不利于NFRHT的改善。我们希望我们的工作将为纳米级wsm系统的热管理和能源利用提供机会。

热辐射与微纳光子学