利用连续谱中的束缚态和电磁诱导吸收，通过提高发射率和品质因数来调控热辐射

《Advanced Optical Materials》：Engineering Thermal Emission with Enhanced Emissivity and Quality Factor Using Bound States in the Continuum and Electromagnetically Induced Absorption

金属基表面晶格共振（SLR）耦合结构实现高Q因子和温度稳定的热发射器。通过三点耦合SLR（±1,0）、SLR（0,±1）和暗模SLR（0,±1），在近红外2450 cm?1处获得Q=320（模拟）和Q=202（实验），发射率0.96（模拟）和0.82（实验）。结构利用电磁感应吸收（EIA）和临界耦合条件抑制非辐射损耗，实验验证发射峰在225-325°C温度范围内无偏移，较现有金属热发射器Q因子提升5倍。该方法为气体传感、红外通信等应用提供新型热发射器设计范式。

　　金属基热超材料在温度波动下展现出稳定的光谱特性，这与传统的灰体和近黑体，以及某些介电热超材料形成了鲜明对比，因为这些材料的发射光谱会随温度变化而漂移。然而，金属基热发射器通常受限于较低的品质因子（Q因子），主要原因是显著的非辐射欧姆损耗。本研究旨在解决这一挑战，通过设计一种支持连续体束缚态（BICs）和电磁感应吸收（EIA）的三表面晶格共振耦合结构，实现高发射率和高Q因子。通过模拟计算，该设计在中红外波段获得了接近1的发射率（0.96）和高达320的Q因子。实验验证结果为发射率0.82和Q因子202，这比目前最先进的金属基热超材料实验测得的Q因子提高了约五倍。本研究为开发高效、窄带、方向性且在宽温度范围内具有稳定发射光谱的热发射器提供了有前景的方法。

热发射被认为是红外波段产生光的重要手段之一。然而，典型的热发射具有宽带、全方向性和非偏振的特征，这源于其自发的、无序的性质。为了实现从热辐射中产生有序光，研究人员通过使用人工纳米结构和物理机制来调整Q因子、偏振和方向性。2002年，Greffet等人首次利用支持表面声子极化激元（SPhPs）的碳化硅光栅，实现了空间相干的热发射器。这一现象源于对表面波的工程设计，从而在远场实现相干发射。随后，Schuller等人展示了各向异性结构材料（如碳化硅微线）能够支持偏振热发射，而Wang等人则报告了利用局部天线结构可以诱导窄带光谱相干光。Ikeda等人则通过金属光栅实现了对热发射的控制，支持表面等离子体极化激元（SPPs）。然而，SPPs和SPhPs由于较大的传播损耗，限制了其时间相干性。

为了克服金属欧姆损耗在极化激元学中的挑战，研究人员探索了其他材料和结构，以支持窄带共振。这些材料和结构包括光子晶体、超材料和薄膜堆叠。近年来，金属和介电热超材料由于支持束缚态在连续体（BICs）而成为一种有前景的平台，它们能够实现窄带发射、波前工程和灵活的设计。BICs最早在量子力学的早期理论工作中被预测，理论上具有无限的辐射Q因子和极小的线宽。通过打破对称性、调整入射角和/或调节超材料参数，可以精细调节BIC共振的线宽，以适应实际应用。Overvig和Nolen等人展示了利用椭圆结构和非局域准BIC共振以及局部几何相位可以控制偏振和发射方向性。Yang等人开发了一种支持准BIC共振的槽式椭圆金属热超材料，能够发射窄带光子，使得发射光谱的峰值位置在较宽的温度范围内保持稳定。Sun等人则展示了利用带折叠的准BIC介电结构可以将Q因子提升至约270。然而，其发射光谱的峰值位置会随温度变化，导致空间相干性下降。这种光谱漂移是由于介电材料（如硅和锗）的折射率对温度具有强依赖性，这是由于热光效应。

相比之下，基于金属结构的热超材料在中红外波段通常具有更稳定的发射光谱峰值位置。这种稳定性源于在这些波长下，金属的虚部折射率往往主导，导致光子穿透深度远小于发射波长。因此，共振频率主要由几何结构决定。然而，要实现接近1的窄带发射率，仍然需要满足关键耦合条件，即仔细平衡辐射和非辐射损耗。因此，实际的Q因子和发射率仍然受到限制；目前，金属基热发射器实验测得的最高Q因子仅为42。

在本研究中，我们提出了一种方法，通过耦合共振实现接近1的发射率和超过200的Q因子，这显著高于金属基热超材料通常报道的10到50范围。我们归因于观察到的高Q性能有两个关键机制。首先，表面晶格共振（SLR）具有固有的低损耗特性，其中晶格效应抑制了辐射和非辐射损耗。其次，更重要的是，引入两个包围SLR在Γ点的BIC，显著增强了SLR的Q因子，从而实现了前所未有的Q性能。强吸收/发射来源于接近关键耦合条件，这通过精确调节间隔层厚度和金超材料结构高度实现。此外，表面晶格共振之间的耦合引入了额外的损耗通道，从而增强了吸收/发射，这种现象被称为电磁感应吸收（EIA）。在图1中，我们采用了一种金属-绝缘体-金属（MIM）结构，包括150 nm厚的金反射层、150 nm厚的氧化铝间隔层和100 nm厚的金环阵列。这些金环阵列包含周期性分布的环结构，外半径为1.04 μm，内半径为0.52 μm，它们被图案化在氧化铝上以支持三种耦合共振模式。为了区分对X和Y偏振光的响应，在每个环的右侧还图案化了一个具有50度角度跨度和0.4 μm宽度的环段。该设计在实验中表现出强Q因子性能（202）和高发射率（0.82），与模拟的上限值（Q因子：320，发射率：0.96）保持良好一致。

根据基尔霍夫定律，实现完美的发射器本质上等同于创造一个完美的吸收器。因此，我们在模拟中关注了超材料的吸收响应。通过数值模拟，我们实现了在中红外波数2450 cm?1附近的超窄带热发射光谱，由三种耦合共振产生。图2a的模拟结果显示，在X偏振下，Q因子约为320，发射率接近1（0.96），而实验验证显示Q因子为202，发射率为0.82，如图4a所示。通过调整超材料环元件的周期性和半径，可以调节热发射光谱的峰值位置，同时保持高Q因子和发射率（见支持信息中的S6部分）。周期结构支持三种表面晶格共振（SLRs）。两个不同SLRs的色散遵循雷莱异常（RA）（±1, 0），而另一个退化SLR的色散遵循RA（0, ±1）。为了清晰起见，当这三种共振未耦合时，我们分别将其称为SLR（1, 0）、SLR（?1, 0）和SLR（0, ±1），以反映其对应的RA阶次。在TM偏振入射（X偏振）下，SLR（±1, 0）是亮模式，而SLR（0, ±1）是暗模式。由于SLR（1, 0）和SLR（?1, 0）是反向传播的表面波，在Γ点处成为退化模式，因此在Γ点附近形成了X方向的驻波（见支持信息中的S3部分）。虽然它们在设计中被强烈耦合，但我们使用M1、M3和M2来代表SLR（1, 0）、SLR（?1, 0）和SLR（0, ±1），这些模式具有显著的耦合特征（如图3c所示），包括接近1的发射率和明显的反交叉行为。

在这三种耦合共振中，主导的共振M2是由SLR（1, 0）和SLR（?1, 0）的驻波与SLR（0, ±1）耦合形成的混合模式。其电场分布也显示出X方向的驻波特性（如图2c所示）。相比之下，M1和M3表现出C2和C4对称性（如图2c所示），这与自由空间传播波不兼容；因此，M1和M3在Γ点处成为非辐射模式或BIC。在无耦合的情况下，这些BIC与驻波保持接近，仅存在轻微的频率差异（如图S3所示）。然而，当驻波与SLR（0, ±1）耦合时，BIC与驻波之间的带隙会变宽（如图3d和图S3所示）。这种行为可以直观地通过耦合谐振子模型来理解（如图2b所示）：亮模式（驻波）可以直接被外部辐射激发，而暗模式（SLR（0, ±1））则无法直接激发，其耗损率γ?通常远小于γ?。通过它们之间的耦合，亮模式获得额外的非辐射耗损，驱动系统向关键耦合条件发展，此时辐射耗损率等于非辐射耗损率。此外，这种强耦合将两个BIC（M1和M3）限制在驻波（M2）附近，不仅使三种共振条件下的发射在正常方向上产生单一发射峰，还显著提升了驻波的Q因子，从其固有状态下的53提升到强耦合下的320（支持信息中的S3部分）。

对于Y偏振发射，光谱显示出约25 nm的蓝移和比X偏振发射略有降低的发射率，当引入额外的分割环结构时（如图2a所示）。值得注意的是，生成不同X和Y偏振发射光谱为气体传感应用提供了实际优势：无需偏振滤光片，发射光谱自然呈现两个对应于X和Y偏振的峰值。其中一个发射峰可以作为参考峰，用于检测环境吸收，提高气体检测的准确性。此外，Y偏振发射的蓝移可以调节至X偏振，范围在0到30 nm之间（如图S10所示）。对于具有尖锐吸收带的气体分子如甲烷，这种可调性为满足特定应用需求提供了大量灵活性。

为了获得M2的优化Q因子和发射率，我们通过调整间隔层厚度和金结构高度构建了参数扫描图（如图3a、b所示）。当间隔层厚度为150 nm，金环高度为100 nm时，接近1的发射率与高Q因子一致。动量空间中带图的反交叉特性（如图3c所示）表明，共振之间存在强耦合。根据时间耦合模理论（TCMT），我们推导了方程（5）–（7）来描述这种耦合共振系统。这表明，亮模式与暗模式之间的耦合可以被视为额外的非辐射损耗通道。这与传统的谐振耗损模型一致，且在耦合和非耦合情况下的结构损耗分析（支持信息中的S5）也证实了耦合情况下非辐射损耗增加，使耦合系统更接近关键耦合条件。此外，混合模式M2仅存在于Γ点附近（1°以内）。在此角度范围之外，吸收率急剧下降，表明我们的热发射器具有良好的方向性和空间相干性。如图3e所示，带边缘模式（图3c中的白色线）的极图进一步确认了发射器的优异方向性。

为了验证我们的理论模型和设计，我们制造并表征了4 mm × 4 mm的热超材料，由约100万个单元格组成。这些结构在玻璃基板上制造，基板上覆盖了150 nm厚的金反射层和150 nm厚的氧化铝间隔层。制造过程使用电子束光刻和物理气相沉积。图4c展示了制造样品的扫描电子显微镜（SEM）图像。发射光谱使用傅里叶变换红外（FTIR）光谱仪（Bruker Vertex 70v）测量，配备汞镉碲（MCT）探测器。更多关于制造和测量过程的细节见支持信息中的S1部分。我们加热样品至300 °C并采集发射信号。图4a的结果显示，X偏振下出现一个高Q因子的共振峰，Q因子为202，发射率峰值为0.82。发射率是通过与相同温度下的黑体（垂直对齐的碳纳米管）发射进行归一化计算的。Q因子通过拟合光谱得到，使用MATLAB中的“CFTool”工具箱（详见实验部分）。与图2a的模拟结果相比，测量的光谱特征与模拟结果一致。对于Y偏振，测量结果也与模拟一致，显示在感兴趣的波长范围内存在一个尖锐和一个宽的发射峰（如图4b所示）。我们注意到，约2350 cm?1处的增加噪声是由于二氧化碳吸收引起的。实验结果与模拟之间的差异可归因于多种因素，包括制造缺陷，如电子束光刻过程中的表面粗糙度和缝合误差，实验图案的有限尺寸，以及模拟与实验之间的照明条件和光收集条件。在模拟中，假设正常入射照明，而在实验中，使用自建设备在约1°的角分辨率范围内收集发射的光子。如图3c所示，带结构的分散性表明，实验结果在非正常光收集条件下会受到影响。为了提高热超材料的性能，可以通过制造更大尺寸的样品，优化金沉积和改进实验设备来限制光收集角度。

我们还展示了我们的金属基热超材料在温度波动下的发射光谱具有良好的稳定性。在实验中，我们将热超材料加热至225到325 °C，并在不同温度下收集发射光谱。如图4d所示，共振波长在100 °C的温度变化范围内没有明显偏移，表明我们的金属基热超材料对温度变化具有很强的鲁棒性。这与基于介电材料的Mie热超材料形成重要对比，后者由于晶格膨胀导致发射光谱随温度变化而漂移。总体而言，得益于耦合共振诱导的优化光-物质相互作用，我们的热超材料结合了高Q因子、接近1的发射率和对温度变化的鲁棒性，这些性能尚未在以往的金属基热超材料研究中实现。更具体地说，我们在表1中比较了我们的设计与其他基于不同机制的热发射器。

表1展示了不同实验测量热发射器的比较。表中列出了机制、温度范围、Q因子、发射率、对温度变化的鲁棒性、光谱可调性和参考文献。例如，SPhP机制在250 °C下实现Q因子210和发射率0.60，但缺乏对温度变化的鲁棒性。SPP机制在300 °C下实现Q因子8和发射率约0.8，具有对温度变化的鲁棒性，但发射率较低。TPP机制在100 °C下实现Q因子775和发射率0.3，但对温度变化不具有鲁棒性。BIC机制在300 °C下实现Q因子42和发射率0.56，具有对温度变化的鲁棒性，但发射率较高。带折叠机制在250 °C下实现Q因子224和发射率0.5，对温度变化不具有鲁棒性。而我们的EIA与BIC机制在300 °C下实现Q因子202和发射率0.82，具有对温度变化的鲁棒性，并且发射率较高。这表明我们的设计在性能上优于现有技术。

我们进一步实验表明，我们的热超材料可以通过移除额外的分割环结构来优化，实现X和Y偏振的单一发射光谱（如图5a所示）。X和Y偏振发射现在发生在相同的波长上，这是由于结构的对称性。这种设计的制造和测量结果与模拟数据（如图5b所示）保持良好一致。

总的来说，本研究通过耦合三种表面晶格共振（SLRs），实现了两个BIC和一个混合驻波模式，使金属基热发射器具有接近1的发射率和高Q因子。这种耦合可以被视为额外的非辐射损耗通道，使系统接近关键耦合条件。此外，两个BIC（M1、M3）作为暗模式，确保三种耦合共振在正常方向上产生单一发射峰。它们固有的高Q特性也帮助实现M2的记录Q因子（320）。我们的实验结果证实了这些模拟结果，展示了在300 °C下X偏振的单一高Q共振（高达202）和峰值发射率0.82。值得注意的是，这些热发射光谱在较宽的温度范围内保持稳定，区别于之前报告的基于介电材料的发射器。重要的是，热发射光谱的峰值位置可以在中红外波段内广泛调节。我们的发现对需要窄带热发射的应用具有广泛影响，包括自由空间通信、分子传感、医学诊断、环境监测和热管理。