打破传统范式！我国科学家实现电编程极化激元对称性破缺，将耗散转化为可编程自由度
在纳米光子学领域，材料的本征对称性从根本上决定了其光学响应，这使得传统光子器件往往具有静态的、不可重构的特性。近年来，基于天然低对称性晶体的极化激元学取得了长足进展，研究者发现了双曲极化激元、剪切极化激元和射线状极化激元等多种新奇光学模式，这些模式为研究光与物质相互作用提供了卓越平台，并展现出负折射、定向能量输运等物理现象。然而，这些模式的拓扑结构严格受限于宿主材料的晶格，导致典型的极化激元器件在设计上本质上是静态的，缺乏原位对称性重构能力。尽管转角异质结构通过调控介电常数实部实现了极化激元拓扑的塑造，但这种方法依赖严格的光谱和波矢匹配，材料兼容性极为有限，且始终在低损耗光子学框架内运行，将光学耗散视为需要最小化的负面因素。
为突破上述局限，戴庆教授（出生于1985年，2019年获得国家杰出青年科学基金资助，当时年龄为34岁）、国家纳米科学中心胡海副研究员、南京大学朱马光研究员合作团队提出了一种非厄米耗散工程策略，实现了电编程的极化激元对称性破缺。在由天然α-MoO₃和半导体性定向碳纳米管（A-CNTs）构成的异质结构中，研究团队发现A-CNT层可作为各向异性耗散介质，在过阻尼载流子动力学驱动下，该层阻止了极化激元的杂化，转而产生近距诱导的电阻型耦合。由此，A-CNT层充当了一个可调谐的动量空间损耗滤波器，选择性地衰减沿特定晶向传播的极化激元（图1a）。通过静电栅压调控A-CNTs的Drude损耗，研究团队实现了极化激元拓扑从对称双曲线到非对称剪切波前的连续、可逆调谐。与依赖严格波矢匹配的折射率工程不同，这种耗散滤波机制无需相干杂化即可实现拓扑塑形，将耗散确立为拓扑纳米光子学和非厄米器件物理中一个可编程的自由度。相关论文以“Electrically programmable polariton symmetry breaking via non-Hermitian dissipation engineering”为题，发表在Nature Materials上。
器件原理与工作机制
研究团队构建的范德华异质结构将双曲材料α-MoO₃薄片转移至A-CNT薄膜上，其中α-MoO₃的[100]晶轴与A-CNTs的取向方向之间的相对夹角定义为扭转角θ。该系统的物理机制与传统的极化激元杂化截然不同——在典型的转角光学中，对称性重构源于具有匹配动量的模式的相干耦合，这一过程由介电常数的实部主导；而本研究利用非厄米耗散工程瞄准的是介电常数的虚部。与可作为相干等离激元介质的高迁移率石墨烯或六方氮化硼上的碳纳米管不同，本研究中的A-CNT薄膜从根本上作为各向异性耗散介质运行，在过阻尼载流子动力学支配下，它阻止了与α-MoO₃中声子极化激元的模式杂化，转而产生近距诱导的电阻型耦合，有效充当了一个可编程的动量空间损耗滤波器。
通过有效介质理论分析，研究团队揭示了该系统中对称性破缺的物理起源。尽管本征的α-MoO₃和A-CNT薄膜各自都是对称的，但扭转高耗散的A-CNT薄膜会在异质结构的有效介电张量中引入一个纯虚数的非对角耦合项，该项正比于A-CNTs沿轴向与垂直方向介电虚部之差乘以sin(θ)cos(θ)。这一非零的非对角耗散决定了整个介电张量的实部（厄米）和虚部（反厄米）主轴之间存在根本性的失配，从数学上使系统变得非厄米且不可对角化，物理上则打破了极化激元的传播对称性，剪切了等频率轮廓并产生了实空间观测到的非对称波前。更引人入胜的是，动量空间中的“修剪”方向映射到实空间中却呈现为正交方向——这一高度反直觉的现象源于α-MoO₃双曲色散中波矢k与能流方向（坡印廷矢量S）的极端非共线性。由于这种强烈的角度失配，选择性地衰减沿A-CNT轴向的极化激元波矢，主要抑制了那些原本会沿横向（径向）传播的能量通道，从而有效地将幸存能流集中到高损耗轴方向。
近场模拟进一步阐明了耗散滤波的微观机制：当声子极化激元沿接近碳纳米管轴向（高损耗方向）传播时，其倏逝场与过阻尼的碳纳米管载流子发生电阻型耦合，导致大量能量耗散（图1b）；相反，近似垂直于碳纳米管传播的模式则经历类似介电背景的环境，损耗极小，可实现无扰传播（图1c）。这种各向异性滤波使动量空间中的等频率轮廓发生形态演化（图1d-h）：当θ=0°时，损耗滤波器与双曲主轴对齐，主要衰减模式强度（图1f）；当θ=90°时，它充当高k截止，抑制大动量模式（图1h）；关键地，在中间角度（如θ=45°）时，A-CNTs的高损耗轴斜交双曲分支，选择性地截断高动量模式，将色散的本征镜面对称转变为剪切弧状结构（图1g）。这种动量空间滤波直接转化为实空间表现——原本对称的双曲波前（图1i）被塑造成高度定向的非对称传播条纹（图1j），而耗散滤波的取向由扭转角θ固定（图1k），其幅值则由栅压Vg连续电控（图1l）。
图1 | 人工-天然各向异性异质结构中极化激元的非厄米耗散工程原理。
材料表征与器件集成
为实现所提出的各向异性损耗滤波器，研究团队利用维度受限自对准技术制备了高质量、晶圆级A-CNT薄膜（图2a-c）。结构表征确认了致密堆积、高结晶度的准单层膜具有长程取向有序性（直径约1纳米，间距约0.9纳米），这种离散且成束的形貌诱导强载流子散射，使系统处于过阻尼状态，确保A-CNT层从根本上作为耗散介质运行，为非厄米耗散工程奠定了关键材料基础。为实现主动可编程性，研究团队将A-CNT薄膜集成到背栅场效应晶体管架构中（图2d），电输运测量展示了稳健的p型半导体行为，开关比超过10⁴（图2e），表明自由载流子密度可通过静电栅压在宽范围内有效调制，为耗散工程提供了必要的动态范围。同时，径向输运比轴向输运低四个数量级，证实了强电各向异性。
该超表面的非厄米本质通过偏振依赖的傅里叶变换红外光谱得到严格验证（图2f），光谱显示了巨大的光学各向异性——对于偏振平行于碳纳米管轴向的方向，光谱呈现宽谱、栅可调的消光特征，而垂直方向则几乎无响应，这种极端光学各向异性源于一维系统光学跃迁的严格选择定则。消光光谱表现出强烈的栅压依赖性，随栅压从120V（耗尽态）变化至-120V（积累态），由于泡利阻塞效应，带间吸收特征被抑制。通过Drude-Lorentz模型拟合光谱，研究团队提取了复有效介电张量（图2h,i），结果提供了该机制的决定性证据：沿碳纳米管轴向的介电实部在α-MoO₃剩余射线带内保持正值（图2h），从根本上区别于常规等离激元-声子杂化结构（其中介电实部为负），证实A-CNT薄膜表现为可调谐的有损耗电介质；而介电虚部则在栅压下表现出显著的调制（图2i），最终验证了主动耗散工程的机制。
图2 | 主动各向异性耗散超表面的表征。
扭转角与厚度依赖的对称性破缺
近场成像揭示了极化激元波前随扭转角θ的显著演化（图3a-i）。当α-MoO₃晶轴与A-CNTs取向方向平行（θ=0°，图3a-c）或正交（θ=90°，图3g-i）时，极化激元传播保持对称——在这些共格配置中，损耗惩罚对称地施加于等频率轮廓上，保留了模式的镜面对称性。特别地，与θ=0°配置相比，θ=90°配置展现出更长的传播长度和更明显的通道化极化激元传播，这与A-CNT薄膜的本征波矢滤波效应一致。然而，在θ=42°时（图3d-f），波前的镜面对称性被剧烈破坏，这种本征非对称性排除了入射光方向的激发伪影，物理上源于α-MoO₃的低损耗传播通道与衬底高损耗轴之间的非正交耦合。A-CNT层诱导单向阻尼，选择性地截断沿碳纳米管轴向的波矢，图谱中原本双曲的等频率轮廓被重塑为剪切状拓扑（图3f），证实对称性破缺源于特定波矢的各向异性虚部滤波而非模式杂化。
为证实这种非厄米相互作用源于近距诱导的近场耦合，研究团队考察了对称性破缺对α-MoO₃厚度t的依赖关系（图3j-u）。研究制备了厚度分别为50nm（图3j-m）、70nm（图3n-q）和102nm（图3r-u）、扭转角固定为45°的异质结构，近场图像及相应的傅里叶变换图谱显示对称性破缺随薄片厚度增加而减弱。对于较薄薄片（50nm和70nm），极化激元倏逝尾与有损耗的A-CNT衬底强烈重叠，导致强电阻型耦合和显著的波前剪切，其中50nm薄片展现出明显缩短的传播长度和强烈剪切的波前。相反，在102nm厚度下（图3r-u），极化激元场逐渐被限制在α-MoO₃薄片内部，与耗散层的重叠最小化，本征对称拓扑得以有效恢复。这两种控制参数的相互作用被总结为相图（图3v），显示了在中间扭转角（θ≈45°）和小厚度（t<70nm）条件下的最佳对称性破缺区间。
图3 | 扭转角和厚度依赖的极化激元对称性破缺的实验观测。
主动电控与动态调控
在静态几何设计之外，研究团队实现了主动电控以构建完全可编程的非厄米超表面（图4a）。将中间扭转角（θ=39°）的异质结构集成到全局背栅场效应晶体管架构中，可扫掠A-CNTs的费米能级，从而在不改变结构几何的前提下调制自由载流子密度及相关的Drude散射率。动态演化始于载流子耗尽状态（图4b-e）：在大的正栅压（Vg=150V）下，A-CNT薄膜中自由载流子的耗尽抑制了各向异性Drude损耗，使动量空间损耗滤波器变得透明（图4c），衬底恢复为无源电介质角色，声子极化激元恢复本征的C₂对称双曲波前（图4b）。随着栅压向积累区偏置（图4f-j, 4k-o, 4n-q），空穴载流子注入A-CNT薄膜，激活各向异性Drude响应，将衬底从透明电介质转变为具有可调不透明度的动量空间耗散滤波器（图4g, 4k, 4o），驱动极化激元传播的连续形态重塑——波前转变为高度定向的剪切状拓扑（图4f, 4j, 4n）。关键地，对称性破缺完全源于耗散滤波而非折射率工程，沿碳纳米管轴向排列的动量态被Drude损耗选择性过阻尼，而非经历相移。
近场线轮廓的定量分析（图4d, 4h, 4l, 4p）和提取的品质因子Q（图4r）确认了主动阻尼的极端各向异性。随栅压从正压向负压偏移，空穴载流子密度增加，所有三组Q值均呈现下降趋势但灵敏度各异：低损耗轴（蓝色）缓慢下降，保持高Q值；中间轴（灰色）稳步递减；高损耗轴（红色）从约14急剧衰减至1，表明对载流子诱导损耗的强敏感性。这种差异直接证明了主动非厄米控制——栅压通过选择性过阻尼特定动量态来重塑色散拓扑。值得注意的是，低损耗方向的品质因子在整个栅压范围内保持在约15至11之间，表明A-CNT衬底在该方向的寄生损耗极小，传播长度的减小主要发生在目标对称性破缺方向，证实这种权衡是驱动等频率轮廓形态演化的选择性耗散滤波过程而非寄生退化。动量空间傅里叶变换图谱（图4e, 4i, 4m, 4q）捕捉了等频率轮廓从对称双曲线到高度非对称倾斜轨迹的逐步演变，非对称度随栅压单调且可逆地变化（图4s），且这种非厄米非对称态对栅极调制瞬时响应，展现出优异的可逆性和循环稳定性。
图4 | 极化激元传播和对称性的主动电控。
结论与展望
本研究为克服限制新奇光学现象研究的静态材料属性提供了通用蓝图。这种电编程纳米尺度光传播对称性的能力为可重构纳米光子器件开辟了直接路径，包括主动光束整形器、光开关和可编程电路。更重要的是，该工作将耗散确立为纳米光子学中一个强大的、独立的自由度，挑战了将光学损耗仅视为不利因素的既有范式，证明精心设计的耗散可以成为一种功能性资源。通过利用介电常数虚部作为主动设计参数，该方法规避了传统低损耗光子学的关键约束，使可重构非厄米器件（包括主动光束偏转和拓扑光开关）得以实现，超越了本征低损耗体系的限制。
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