Nanoscale: 声子诱导的近场传热
文摘
科学
2025-01-09 09:02
山东
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论文信息：
Yuki Hanamura, Kazuma Kishimoto, Mizuki Tada, Ryo
Yamada and Hirokazu Tada. Phonon induced near-field effects on heat transfer
across nanogap electrodes, Nanoscale 2024论文链接：
https://doi.org/10.1039/d4nr04355c
纳米材料在热传递方面表现出显著的特征，其特征在于诸如弹道传输和量子化行为的现象。这些独特的特征源于其受限的空间结构阻碍了载流子扩散。在没有载流子材料的纳米级真空间隙中，热传递通过红外区域内的电磁波发生。当间隙距离变得与波长相当时，倏逝波会促进热传递，这种现象称为近场辐射热传递(NFRHT)。这种异常热传递现象引起了人们极大的兴趣，尤其是其在各个领域的应用，包括扫描热显微镜、局部冷却、通过局部加热的微加工以及增强太阳能电池的性能。最近利用集成温度计的扫描隧道显微镜进行的研究报告称，在小于几纳米的间隙中存在显著的热传递。有趣的是，这种显著的热传递不能完全用传统的NFRHT机制来解释。理论模型提出了通过电子和声子传递热量的替代机制，而不仅仅是电磁波。虽然电子可以通过隧道传输，但声子不能存在于真空中，这表明声子穿过间隙的传输似乎违反直觉。然而，当间隙距离足够小时，电极之间的机械相互作用，如库仑和范德瓦尔斯力，可能会导致构成电极的原子振动在电极之间传播。这种振动传播构成声子传输，通过间隙传递热量。由于电子隧穿作为距离的指数函数迅速衰减，而机械相互作用作为多项式函数缓慢衰减，声子输运可能发生在比电子输运更大的带隙距离处。虽然这种特定于热载体的依赖于距离的热传递在理论上是可以预期的，但是这些理论框架和实验观察之间的一致性在很大程度上仍未被探索，主要是因为在纳米尺度上精确测量热传递的固有挑战。致力于弥合理论预测和实验观察之间的差距的研究，对于揭示纳米级传热现象的新见解具有相当大的潜力。我们开发了一种基于悬浮薄膜器件的片上绝热机械可控断点系统。通过金纳米间隙同时测量电导和热导，间隙由内置的致动器控制。我们的结果显示，在几纳米的间隙距离异常热导，强烈暗示了在这些极端有限的空间声子介导的热传递。
该器件是在涂有100纳米厚氮化硅膜的硅衬底上制备的。使用常规电子束光刻技术在膜上构建金属电极，随后部分蚀刻下面的衬底以形成悬浮结构。图1(a)显示了该装置的示意图，而图1(b)–(d)显示了扫描电子显微镜(SEM)图像。在图1(a)中用黄色突出显示的中心，在电极之间产生了纳米级的间隙。在两侧，桥状结构被设计成容纳加热器和温度计，以蓝色显示。此外，红色突出显示的斜梁被设计为电热致动器，能够精确调整间隙距离。当电压Vact施加到梁上的细金属丝上时，它们膨胀，导致整个悬挂结构变形，从而减小间隙距离。相反地，降低电压Vact会导致电子束收缩，让电极再次分开。X形图案中的梁的对称布置通过均匀分布应力防止了器件在其制备中的湿法蚀刻过程中变形。由于使用平版印刷技术很难重现排列良好的纳米间隙，我们在亚微米级间隙电极上采用了镀金技术，以增加其厚度并确保足够的接触表面。图1(d)显示了通过电镀制备的纳米间隙电极的放大图。图1， (a)设备和实验装置的示意图，(b)设备的SEM图像，(c)热测量部分的放大图，以及(d)通过电镀制备的纳米间隙电极。图2(a)给出了施加到致动器的功率P与相应的间隙上的热导κ和电导G之间的关系，该关系是经过时间的函数。量子化电导G0 (= 77.5 μS)，代表金单原子链的电导，作为检测电极接触的阈值。最初，P逐渐升高，同时在间隙两端施加偏置电压Vb (= 10 mV)。一旦电极彼此靠近，隧道电流就开始流动。当G超过1 G0时，出现急剧上升，表明电极接触。当电极接触时，也观察到κ的快速增加。然后降低p以分离电极。接触状态下的G平台表明金电极的塑性变形。电极断裂后，增加P有利于重新接触，这个过程可以重复100次以上。在断开过程中，接触电极由于塑性变形和自断开而迅速分离，因此，在某些情况下不能观察到隧道电流。因此，所有的测量都是在电极的接近过程中进行的，从而可以监测和控制电极的位置。图 2 (a) 热导率 κ、电导率 G 和施加到执行器的功率 P 随时间变化的图。圆形标记表示数据点，而中心线表示数据的移动平均值。 (b) 通过将 G 和 P 的值拟合到方程 (4) 来估计间隙距离 d。拟合是在 P > 2.12 mW 的范围内进行的，确保隧道电流超过本底噪声。拟合结果显示为黑线。插图显示了隧道电流 JT 与偏置电压 VB 的关系，间隙距离恒定，其中黑色虚线表示根据方程 (2) 的拟合。插图 SEM 图像描绘了用于测量的纳米间隙电极。图 2(b) 显示了隧道电流随着电极彼此接近而增加的状态下的拟合结果。对于此拟合，通过将方程 (2) 拟合到间隙距离保持恒定时 JT 与 VB 的关系，确定 ϕ 为 3.9 eV，如图 2(b) 的插图所示。根据 SEM 观察，确定表面积 S 为 50 nm × 50 nm，如图 2(b) 的插图 SEM 图像所示。根据这些结果，得出 α 为 (2.7 ± 0.7) × 10−5 m W−1 。图 3 显示了在基板温度保持在300 K 时热导率 κ 和电导率G 随间隙距离 d 的变化情况。在以0.003–0.01 nm s−1的速率扫描间隙距离时测量了κ，该速率与 τ 相比足够慢，从而能够以亚纳米分辨率观察κ 相对于 d 的变化。当间隙距离超过某个阈值（d
> 1.5 nm）时，κ 几乎保持恒定，表明该区域以辐射传热为主。在金电极中，由于表面等离子体极化子无法在接近室温下被激发，它们对传热的贡献可以忽略不计。因此，辐射贡献可以完全归因于在电极平面外方向上振荡的电磁波，当间隙距离接近纳米级时，它会收敛到恒定的热导率。我们的实验结果与这些理论预测一致。另一方面，在极其接近的附近（d
< 1.5 nm），κ 急剧增加。由于隧穿电子传输的能量JTVb 比在此范围内测得的热流小两个数量级以上，因此电子对传热的贡献可以忽略不计。根据理论，当间隙距离的大小接近理论上预期的声子介导传热的范围时，声子引起的热导预计与d-2.7 至d-3.2 范围内的多项式成正比。在我们的结果中，κ的上升沿大约与 d-5 成正比。这种与理论预测的偏差可以归因于制备过程中引入的几何形状和表面粗糙度，而大多数理论假设电极是原子级平坦的。请注意，使用相同程序制备的纳米间隙中κ 的行为始终可重现。然而，如 ESI 所示，我们观察到了没有电镀的纳米间隙的不同趋势(κ < d−2.1)。这些结果表明声子传输受到电极尖端固有形状和原子结构的强烈影响。在每个结果中，κ都显示出相对于 d 的拐点，表明声子传输涉及多种力。例如，当间隙电极相距较远时，库仑力和范德华力充当吸引力并相互增强。相反，在极近的距离下，范德华力变得排斥，抵消了库仑吸引力并可能减少声子传输。电极接触后，我们观察到由于电子传输导致的κ 增加，如图 2(a) 所示。这些实验发现为主要热载体从辐射到声子和电子的转变提供了证据，这取决于纳米间隙之间的距离。
图 3 电镀金纳米间隙的热导率 κ（红色，左轴）和电导率 G（蓝色，右轴）的距离依赖性。标签 (a)–(c) 表示数据来自不同的样品。样品之间 κ 信噪比的变化可归因于锁定测量的输入范围和间隙距离扫描速率的差异。如果声子在纳米间隙中主导热传递，则电极温度的降低应会降低声子密度，从而降低热导率。图 4 显示了器件冷却时纳米间隙中热导率和电导率的距离依赖性。标签 (a) 和 (b) 分别对应于基板温度为 100 K 和 50 K 时的测量结果。尽管即使在低温下也观察到 κ 的异常增加，但 κ 上升部分的斜率比 300 K 时的斜率更陡。由于隧穿电子引起的热传递预计会呈现多项式方式，范围从 d-10.2 到 d-12.6，这表明随着温度降低，电子贡献变得比声子更占主导地位。此外，随着温度降低，κ 的上升沿接近 d = 0，κ 增加的状态与隧穿传导状态重叠，表明电子对热传输的贡献很大。这些发现为图 3 中所观察到的 300 K 左右纳米间隙中的声子传输提供了进一步的证据。![]()
图 4，环境温度 (a) 100 K 和 (b) 50 K 时热导率 κ (红色，左轴) 和电导率 G (蓝色，右轴) 的距离依赖性。
我们构建了一个配备内置致动器的悬浮膜装置，用于测量金纳米间隙的热导率。我们对各种间隙距离的热导率的测量揭示了辐射、声子和电子对热传递的不同贡献。值得注意的是，在几纳米间隙中观察到的异常热导率强烈表明热传递中存在近场效应，这是由电极之间的机械相互作用产生的声子传输促进的。
