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论文信息：
Renwen Yu, Shanhui Fan. Near-field dynamical Casimir effect, arXiv:2410.21420
论文链接：
https://doi.org/10.48550/arXiv.2410.21420
在近场系统（其至少有两个物体彼此靠近）中，对波动引起的现象的探索引起了极大的兴趣。在这种近场系统中，突出的效应包括量子或热卡西米尔力，其中由于量子或热波动可以在物体之间产生机械力，以及近场辐射传热，物体之间的传热系数明显超过远场极限。此外，虽然大多数关于近场系统的研究都集中在静态系统上，但近年来人们对研究时间调制下的波动物理产生了兴趣，其中材料介电常数随时间变化，在冷却和能量收集方面具有潜在的应用。然而，在所有关于时调制近场系统的现有研究中，所选择的调制频率与系统的相关谐振频率相比明显较小。在这项工作中，我们考虑了一个由两种不同的极化材料组成的时间调制两体系统，其调制频率大约是系统中支持的相关光子模式频率的两倍。我们开发了一个严格的波动电动力学形式来研究两个物体之间近场辐射通量的量子和热贡献。在我们的时间调制系统中，即使在室温下，只要有很强的近场效应，量子分量也可以支配热分量。通过调节调制频率可以实现近场增强的简并双极子发射和非简并双极子发射。此外，我们考虑了有限温度下总辐射通量的非经典性测试，表明可以在高达~ 250k的温度下获得发射光子的非经典状态。我们的发现为探索超越低温的动态卡西米尔效应开辟了一条途径，并可能有助于创建可调的纳米尺度非经典光源。
我们考虑一个由两个平面结构组成的时间调制光子系统，两个平面结构之间的真空间隙距离为d = 10 nm。上部结构由半无限石英（主体1，红色区域）衬底组成，而下部结构中，厚度为22 nm的无损时调制层（绿色区域）位于半无限磷化铟（主体2，蓝色区域）衬底之上，如图1(a)所示。
图1，(a)由两个半无限扩展结构组成的平面光子系统的原理图。(b)图(a)所示系统中声子极性的色散关系。 (c)调制频率为Ω的时间调制可以实现从多个源频率到输出频率的频率转换过程。(d)体1接收到的卡西米尔净通量以及非弹性散射通量作为T = 300 k时调制频率Ω的函数(e)三种不同调制频率下的时间调制光子数通量谱。体1和体2在红外频率范围内支持表面声子极化模式。这些模态的色散关系具有两个相当平坦的波段，扩展在广泛的面内波向量k∥≡(kx, ky)范围内，频率接近Ω1和Ω2，如图1(b)所示。Ω1和Ω2处的模态主要分别局限于体1和体2。在我们的系统中，我们选择的调制频率Ω接近[2Ω1, 2Ω2]的范围。一般来说，动态卡西米尔效应表现为由于调制而产生的光子对的发射。在这里，由于表面声子极化子的存在，发射应该被强烈增强。为了说明系统中的动态卡西米尔效应，我们将重点放在物体1接收的净辐射能量通量Q1上。在没有调制的情况下，由于系统处于热平衡，我们得到Q1 = 0。在调制存在的情况下，Q1 ≠ 0，通过分析Q1可以观察到动态卡西米尔效应的特征。调制过程如图1(c)所示。在图1(d)中，我们显示了Φ1 Q， Φ 1T和Υ1在T = 300 K时作为调制频率Ω的函数。除非另有说明，否则在整个工作中假设调制强度为δ ε = 0.4。在Φ1 Q（蓝色曲线）中可以找到三个峰，分别位于频率Ω≈2Ω2， Ω1 + Ω2和2Ω1，每个峰对应于双极化子代的共振条件。具体来说，在Ω≈2Ω2 （Ω≈2Ω1）处，相同频率的两个极化子Ω2 （Ω1）的简并代共振增强。相反，在Ω≈Ω1 + Ω2处，两个不同频率Ω1和Ω2的极化子的非简并代被共振增强。在卡西米尔通量的热贡献Φ 1T（红色曲线）中也可以看到类似的共振特征，因为这两项具有相同的对生成机制。相比之下，Υ1（橙色曲线）没有特征，其幅度远小于卡西米尔通量，这是因为所选择的调制频率远未达到非弹性散射所需的共振条件。
我们在图1(e)中展示了- F1 (- 1)（l = - 1）的光谱，它代表了最主要的过程。对于Ω = 2Ω2，我们发现在频率Ω2（绿色曲线）附近有三个占主导地位的峰，表明共振简并双极子发射在Ω2处占主导地位。另外两个小峰的频率分别位于Ω1和2Ω2−Ω1，对应于非简并双极子发射过程。这个过程较弱，因为在2Ω2−Ω1的频率附近没有极化子模式。Ω = 2Ω1（洋红色曲线）的光谱也可以类似地解释。当Ω = Ω1 + Ω2时，只能看到位于Ω1和Ω2附近的两个峰，分别对应于一个共振的非简并双极化子发射到Ω1和Ω2的两个极化子模式。在我们的系统中，当Ω = 2Ω1或2Ω2时，我们预计极化激子对的发射主要分别在体1或体2中。相反，当Ω = Ω1 + Ω2时，我们期望这对中的一个极化子在体1中，另一个在体2中，如图2(a)所示。此外，由于这些极化子在任何一个体中都受到强烈的限制，我们预计产生过程应该强烈依赖于体之间的分离距离。在图2(b)中，我们将Φ 1T表示为具有不同分离距离d的调制频率Ω的函数。d = 10 nm（实体曲线）的结果取自图1(d)。当分离距离增加到d = 500 nm时，仍然可以观察到三个峰，但幅度急剧减小（虚线），对应于双极化子发射的共振增强要弱得多。图2 (a)根据共振条件的不同，一对极化子可以同时发射到体1或体2中，也可以一个发射到体1，另一个发射到体2中。(b, c) 在T = 300 K时，不同分离距离d的通量分量Φ1 Q， Φ 1T和Υ1作为调制频率Ω的函数，其中量子分量（Φ1 Q）示于图(b)，热分量（Φ 1T和Υ1）示于图(c)。(d, e)通量组件Φ1 Q， Φ 1T和Υ1作为温度的函数T在d = 10nm (d)和d = 500 nm (e)。在图2（d,e）中，我们显示了Φ1 Q， Φ 1T和Υ1作为温度T的函数，Ω = Ω1 +Ω2对于两种不同的分离距离。当d = 10 nm时[图2(d)]，在所研究的温度范围内，Υ1（橙色曲线）远小于其他两个分量，如图1(d)所示。Φ1 Q（蓝色曲线）与温度无关，因为它起源于量子涨落，而Φ 1T（红色曲线）表现出强烈的温度依赖性。这些结果表明，在近场状态下，量子贡献Φ1 Q可以主导所有其他贡献。相反，当分离距离增加到d = 500 nm时，如图2(e)所示，Φ1 Q不再占主导地位。值得注意的是，如图2（d,e）所示，Φ 1T可以简单地用黑色虚线表示的Φ1 Q × [n（Ω1）+ n（Ω2）]来再现，这突出了Φ1 Q和Φ 1T的非简并双极化子发射的基本机制。此外，如图2（d,e）所示，Φ 1T和Υ1都在零温度下消失，因为它们都来自热波动。![]()
图3，对于图1所考虑的系统，归一化量子经典指示器I作为温度T和从时调制层顶部测量的垂直距离z的函数。
如图3（a-c）所示，即使在有限温度下，发射光子通量的状态也可以表现出非经典行为。当温度升高时，由于热噪声的增加，三种调制频率的行为从非经典变为经典。此外，辐射状态也存在空间依赖性。远离时调制层（即随着z的增加），由于调制的影响较弱，非经典行为较弱，如图3（a-c）所示。此外，当Ω = 2Ω2[图3(a)]时，由于时间调制层附着在体2上，Ω2处的简并双模压缩效率更高，因此可以观察到非经典行为的参数范围更大。在这种情况下，非经典行为可以持续到~ 250k的温度。
我们已经证明了在由两个体组成的时间调制近场极化系统中可以获得强的动态卡西米尔效应，从而产生近场增强的简并和非简并双极化子代。双极化子的产生表现为一种光子通量，称为卡西米尔通量，它有有限温度下的量子涨落和热涨落的贡献。值得注意的是，即使在室温下，由于极化子激发而产生的强近场效应存在时，量子分量也可以支配所有其他热分量。我们对有限温度下的总辐射通量进行了非经典性测试，并证明即使在高达~ 250k的高温下也可以获得发射光子的非经典状态。我们的发现可能对开发可调谐纳米尺度非经典光源具有重要意义，并可能激发基于热光的量子应用的进一步探索。
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