图1. 双纳米状态下NFRHT的原理及测量装置。

该文使用由悬浮共面对组成的三个主要微加工器件在双纳米尺度下测量NFRHT厚度分别为20nm、50nm和120nm的SiC膜(图1b)。采用离散系统格林函数(DSGF)方法对NFRHT进行初步数值模拟，指导SiC膜尺寸的选择。

图2.测量和模拟共面SiC膜之间的辐射传热系数。

图2中SiC NFRHT结果的一个显著特征是，随着t的减小，h_rad强烈增加。为了进一步说明，图2包含了两种参考条件下的理论结果。与传统的单纳米尺度的小d和厚膜相比，这5.5倍的增强显著地证明了在小d和t的双纳米尺度下，额外的物理增强的NFRHT的影响。进一步发现，在这种双纳米尺度下，SiC NFRHT由倏逝波而不是传播波主导。因此，图2中显示的传热增强的物理机制与文献39中报道的完全不同，在文献39中，亚波长膜之间的辐射传热处于远场状态，因此仅由传播波介导。

图2显示，在双纳米尺度下，测量到的SiC膜之间的NFRHT远远大于这种理想几何形状的黑体极限。例如，对于以d = 100 nm分隔的20 nm厚的膜，在室温下测得的辐射强度大约是参考情况2的0.61 W/m²K的1400倍。其他温度也有类似的大幅度增强。

图3. 两共面SiC膜间双纳米状态下电磁角模和边缘模介导的NFRHT增强理论分析。

在双纳米尺度下，NFRHT的大幅增强主要是由于SiC膜之间的倏变电磁角模式和边缘模式的隧穿，这一机制在以前的研究中是被对称性所禁止的或可以忽略8,9,21。这些模态是由x-y平面上的电磁场耦合产生的。由于膜长L远大于热光子波长(实际上是L→∞)，因此沿z方向不存在场耦合。因此，角模和边模的出现可以用二维结构来理解，如图1a和3所示，与Berini的框架一致。

总之，该文预测并测量了两个共面SiC膜在双纳米尺度下的NFRHT，这两个共面SiC膜的厚度相当于或小于其真空间隙间距约100 nm，温度范围为200 K至400 K。测量结果与基于DSGF方法和无自由参数的理论预测非常吻合。结果表明，电磁角和边缘模式介导的NFRHT增强机制远远超出了两个无限平行表面之间的机制。这些观察到的共振模式可以主导NFRHT，在本研究中，最薄的膜的相对贡献超过80%。在300 K时，20 nm厚SiC膜之间的辐射换热系数为830 W/m²K，分别是两个无限SiC平面和两个共面黑体膜之间辐射换热系数的5.5倍和1400倍。亚波长膜中电磁角共振和边缘共振模式的出现，为增强和频谱控制NFRHT开辟了一条途径。如此高的传热能力可以使NFRHT未来在非接触局部辐射冷却、热管理和能量转换装置中的应用成为可能。

Extended Data

图4.制备用于测量两个SiC膜之间NFRHT的悬浮装置的主要步骤。

图5.DSGF计算了真空间隙d = 100 nm分隔的两层120nm、50nm和20nm厚SiC膜在300 K时耗散功率密度的空间分布。

图6.DSGF使用补充表1中给出的间隙计算了两个SiC膜之间传播波对NFRHT的贡献。

图7.DSGF计算了两层120,50和20nm厚、真空间隙d = 100nm的SiC膜在300 K时的导热系数Grad。